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flora dora... stringhe der Physikx»fibre della maglia hanno accumulato. Oltre a riunire elettricità e magnetismo in un'unica cornice matematica, la teoria di Maxwell riuscì a mostrare – in modo inaspettato che le perturbazioni elettromagnetiche si muovevano con velocità sempre uguale, velocità che si scoprì essere quella della luce. Da ciò Maxwell dedusse che la stessa luce visibile non è che un tipo particolare di onda elettromagnetica, che oggi sappiamo essere in grado di interagire con gli elementi chimici della retina e di permettere il senso della vista. Fatto ancor piú importante, la teoria di Maxwell mostra che le onde elettromagnetiche sono viaggiatrici instancabili: non si fermano mai, né rallentano. La luce viaggia sempre alla stessa velocità. Tutto funziona bene, fino a quando non ci chiediamo (come il sedicenne Einstein) cosa accadrebbe se ci mettessimo a inseguire un raggio di luce alla sua stessa velocità. Un ragionamento intuitivo basato sulle leggi di moto newtoniane ci porta a concludere che arriveremo a raggiungere una velocità alla quale la luce ci sembra ferma. Ma secondo la teoria di Maxwell, e con molti dati sperimentali a conforto, la «luce ferma » non può esistere: nessuno ha mai tenuto un raggio di luce posato sul palmo. Da qui il paradosso. Per sua fortuna, Einstein non sapeva che i migliori fisici del mondo stavano lottando con questo problema (e molti stavano prendendo strade sbagliate); cosí si mise a rimuginare sui problemi delle teorie di Maxwell e Newton in modo molto personale. In questo capitolo vedremo come Einstein risolse il paradosso grazie alla sua teoria della relatività ristretta, e come questa cambiò per sempre la nostra concezione di spazio e di tempo. Forse può sorprendervi apprendere che la relatività ristretta si occupa soprattutto di capire come il mondo appare esattamente ai singoli individui, detti osservatori, che si muovono uno rispetto all'altro. Sembra una questione marginale, un puro esercizio intellettuale; al contrario, nelle mani di Einstein, e nei suoi sogni popolati di osservatori che inseguono raggi di luce, questa linea di pensiero giunge a conclusioni profonde su questioni basilari, anche legate alla nostra esperienza quotidiana. 1. Le pecche dell'intuizione L'esperienza comune ci mostra già in quali modi le osservazioni di un soggetto in movimento possono differire da quelle di uno fermo. Gli alberi a lato di una strada, ad esempio, sembrano muoversi incontro a chi guida ma appaiono fermi all'autostoppista seduto sul ciglio. Allo stesso modo il cruscotto della macchina è fermo per l'autista (si spera!) ma è in moto per l'autostoppista. Sono proprietà cosí note e comuni del mondo in cui viviamo che quasi non ci facciamo caso. Secondo la relatività ristretta, però, le differenze tra i due personaggi dell'esempio sono assai piú profonde. Einstein sostiene la strana teoria secondo cui due osservatori in moto relativo l'uno rispetto all'altro hanno diverse percezioni del tempo e delle distanze. Come vedremo, questo significa che due orologi identici, indossati da due simili osservatori, non segnano le ore in modo sincrono e quindi non concordano sugli intervalli di tempo trascorsi tra due eventi fissati. La relatività ristretta dimostra che questa affermazione non ha nulla a che fare con la precisione degli orologi, ma anzi che è una caratteristica vera e propria del fenomeno «tempo ». Allo stesso modo, due osservatori in moto relativo dotati di un identico metro campione non concorderanno sulle misure delle distanze. Anche in questo caso non abbiamo a che fare con imprecisioni degli strumenti o con errori nel loro uso: i piú precisi sistemi di misurazione esistenti ci confermano che lo spazio e il tempo – cioè le distanze e le durate – non sono esperiti allo stesso modo da tutti. La relatività ristretta risolve in modo assai preciso il conflitto tra la nostra intuizione del moto e le proprietà della luce. Però c'è un prezzo da pagare per questo: due individui in moto l'uno rispetto all'altro non saranno d'accordo sulle rispettive misurazioni di distanze e tempi. E passato quasi un secolo dal giorno in cui Einstein svelò al mondo la sua impressionante scoperta, eppure quasi tutti pensiamo ancora a spazio e tempo in termini assoluti. La relatività ristretta non ci è ancora entrata nel sangue: non la sentiamo giusta. Le sue conclusioni non trovano spazio nelle nostre percezioni intuitive. La ragione per questo rifiuto è molto semplice: gli effetti della relatività ristretta dipendono dalla velocità con cui ci si muove; sulle automobili, sugli aerei o persino sullo Shuttle questi effetti sono minuscoli. Certo, le differenze di percezione tra chi sta fermo e chi vola in aereo esistono davvero, ma sono cosí piccole che nessuno le nota. Ma stiamo per imbarcarci su un veicolo fantascientifico che viaggia a velocità prossima a quella della luce, dove la relatività ristretta si mostra in tutta la sua evidenza. Certo, siamo nel campo della fantasia, ma vedremo che esistono davvero esperimenti ingegnosi in grado di mostrare in modo preciso le proprietà dello spazio e del tempo previste da Einstein. Per avere un'idea degli ordini di grandezza, facciamo un salto nel passato. E il 1970, e le macchinone dalla cilindrata enorme sono ancora in voga. Il nostro amico Slim ha appena speso tutti i suoi risparmi in uno di questi mostri; oggi va con suo fratello Jim a provare la macchina su una strada larga e diritta, dove lanciarsi a tutto gas. Mentre riscalda il motore, il fratello lo aspetta piú in là munito di cronometro. Slim però vuole un'altra conferma della sua velocità, e cosí porta con sé un cronometro identico. Non conoscendo Einstein, nessuno metterebbe in dubbio il fatto che, in assenza di guasti, i tempi misurati dai due fratelli siano uguali. Ma a causa della relatività ristretta, se secondo Jim la macchina ha impiegato diciamo 30 secondi a compiere il percorso, per Slim i secondi sono «solo» 29,99999999999952. Certo è una differenza così piccola che un cronometro manuale non saprebbe rilevarla, né se è per questo – un orologio atomico della piú alta precisione. Non ci sorprende che la nostra esperienza quotidiana non faccia trapelare nulla sul fatto che il tempo dipende dallo stato di moto. La stessa cosa succede per le distanze. In un altro test, Jim usa un accorgimento ingegnoso per misurare la lunghezza dell'auto: fa partire il cronometro quando la punta del cofano lo raggiunge, e lo ferma quando tutta la macchina gli è sfilata davanti. Poiché Jim conosce la velocità di Slim (diciamo 200 all'ora) è in grado di calcolare la lunghezza moltiplicando il tempo per la velocità. Anche qui, chi mai penserebbe che il risultato di Jim sia diverso da quello ottenuto da Slim a macchina ferma. Eppure la relatività ristretta dice proprio cosí: se Slim trova una lunghezza di 4,80 metri, i calcoli di Jim portano invece a 4,79999999999958 metri. Una differenza anche in questo caso minuscola, che nessuno strumento di misura potrebbe rivelare. Differenze microscopiche, certo, ma che mostrano comunque una pecca insanabile nella concezione comune di un tempo e uno spazio immutabili e universali. Al crescere della velocità relativa di Slim e Jim, la frattura diventa sempre piú visibile. Per vedere effetti apprezzabili, dobbiamo arrivare a velocità comparabili con quella della luce, che è la massima velocità possibile; il suo valore, secondo la teoria di Maxwell e le misure sperimentali, è pari a circa 300 000 chilometri al secondo, cioè piú di un miliardo di chilometri all'ora: un raggio di luce fa il giro della Terra sette volte al secondo. Se la macchina di Slim viaggiasse ad esempio a 900 milioni di chilometri all'ora (circa l'84 per cento della velocità della luce), secondo Jim la sua lunghezza sarebbe di soli 2,3 metri, cioè molto meno di quanto misurato da Slim (e da quanto scritto sul libretto dell'auto). E il tempo cronometrato dal fratello fermo sarebbe quasi il doppio di quello registrato da Slim in macchina. Queste velocità enormi sono molto distanti dalle nostre possibilità tecniche; ecco perché gli effetti della «dilatazione dei tempi» e della «contrazione di Lorentz » (come vengono chiamati questi fenomeni dai fisici) non sono visibili nella vita quotidiana. Se vivessimo in un mondo in cui gli oggetti viaggiano abitualmente a velocità altissime, queste proprietà sarebbero esperite in continuazione e sarebbero cosí intuitive da non richiedere maggiori spiegazioni di quante ne riserviamo al moto apparente degli alberi sul ciglio della strada. Ma il nostro mondo non è cosí. Accettare e capire queste idee richiede un vero rovesciamento della nostra prospettiva. 2. Il principio di relatività Le fondamenta della relatività ristretta stanno in due principi semplici quanto profondi. Uno riguarda la velocità della luce: ne abbiamo già parlato e lo approfondiremo nei prossimi paragrafi. L'altro è piú astratto e riguarda tutte le leggi fisiche indistintamente. Si tratta del principio di relatività. Il suo assunto di base è semplice: quando si parla di velocità (intesa come valore assoluto e come direzione) si deve sempre specificare chi o cosa sta compiendo le misurazioni. La storiella che segue ci aiuterà a capire il senso e l'importanza del principio. L'astronauta George sta fluttuando nel buio assoluto dello spazio cosmico, vuoto e freddo, lontano da pianeti, stelle o galassie. E riparato dalla sua tuta spaziale, su cui è posta una piccola luce rossa lampeggiante. Dal suo punto di vista, George è perfettamente fermo, circondato dall'oscurità. Improvvisamente nello spazio appare una piccola luce verde che si avvicina sempre piú. E la sua compagna Mildred, un'altra abitante dello spazio che fluttua nei paraggi. Gli passa accanto, lo saluta e poi si perde nell'oscurità. Naturalmente, la stessa storia può essere raccontata dal punto di vista di Mildred: si comincia con la nostra astronauta immersa nel buio, poi appare una luce rossa in lontananza, che si scopre essere quella di George, che passa, saluta e scompare nell'oscurità. L'evento è uno solo ma i punti di vista sono due. Entrambi gli osservatori pensano di essere fermi e percepiscono l'altro in movimento. Entrambi i punti di vista sono validi: vista la simmetria tra i due, non c'è alcun modo per stabilire chi ha «ragione» e chi «torto». Questa storia illustra l'essenza del principio di relatività: il concetto di moto è relativo. Possiamo parlare di « moto di un oggetto » solo in relazione con un altro. L'affermazione «George sta passando ai 10 all'ora» è priva di senso se non specifichiamo rispetto a cosa: un enunciato corretto è invece «George sta passando accanto a Mildred ai 10 all'ora», dove Mildred diventa la nostra pietra di paragone. Ovviamente, l'ultima affermazione equivale perfettamente a questa: « Mildred sta passando accanto a George ai 10 all'ora (nella direzione opposta) ». Non esiste alcuna nozione assoluta di moto: il moto è relativo a qualcosa. Un aspetto importante della storia è il fatto che né George né Mildred vengono spinti, tirati o influenzati in altro modo da qualcosa che potrebbe disturbare il loro pacifico stato di moto costante in assenza di forze. « Il moto in assenza di forze», a questo punto, ha senso solo in rapporto ad altri oggetti. E' un punto importante da chiarire, perché le forze causano cambiamenti nella velocità degli osservatori, e questi cambiamenti possono essere percepiti. Se George avesse un paio di razzi sulla schiena e li accendesse, avvertirebbe senz'altro la sensazione di moto. E' una sensazione intrinseca: all'accensione dei razzi, George sa che si sta muovendo, anche se ha gli occhi chiusi e non può fare raffronti con altri oggetti; non può affermare: « Il resto del mondo si sta spostando rispetto a me». Il moto a velocità costante è relativo, mentre cosí non è per il cosiddetto moto accelerato, cioè non costante (ritorneremo su questa affermazione nel prossimo capitolo, quando parleremo di moto accelerato e di relatività generale). Ambientare le nostre storie nello spazio buio e vuoto ci semplifica la vita, perché non dobbiamo fare i conti con cose come strade e palazzi, a cui diamo – anche se non a ragione – la patente di oggetti «stazionari». Ma dello stesso principio possiamo fare esperienza anche in ambienti molto familiari . 1 La presenza di corpi massicci come la Terra complica le cose, introducendo le forze gravitazionali. Poiché ci stiamo concentrando sul moto in direzione orizzontale, e non in quella verticale, possiamo ignorare la presenza dell'attrazione terrestre. Nel prossimo capitolo ci occuperemo in dettaglio della gravità. Immaginate di esservi addormentato sul treno; quando vi svegliate, un altro convoglio passa sul binario accanto. La vista dal finestrino è bloccata dalle carrozze e non avete altri oggetti con cui fare paragoni. Concorderete che ci vuole un po' di tempo per decidere quale dei due treni si stia muovendo (o se lo facciano entrambi). Certo, se il treno su cui siete sta sobbalzando, o se sta curvando, avete la sensazione del movimento. Ma a velocità costante e in assenza di scuotimenti si osserva un moto relativo tra i due convogli senza poter stabilire quale si muova. Facciamo un passo avanti. Sempre sul vostro treno, tirate le tende del finestrino. Senza la possibilità di vedere cosa accade all'esterno, se il treno si muove a velocità costante non potrete determinare in alcun modo il vostro stato di moto. Lo scompartimento in cui vi trovate sembrerà lo stesso sia che siate fermi sia che stiate correndo ad alta velocità. Questa intuizione, formalizzata da Einstein, risale in realtà a Galileo. Siamo arrivati al cuore del principio di relatività: il moto in assenza di forze è relativo e dunque ha senso solo in rapporto ad altri oggetti, anch'essi in assenza di forze. Non c'è modo di determinare il nostro stato di moto senza fare paragoni diretti o indiretti con l'esterno. La nozione di velocità costante «assoluta» non ha semplicemente senso. Einstein si rese conto che il suo principio aveva una formulazione assai piú generale: le leggi fisiche, qualunque esse siano, devono essere assolutamente identiche per tutti gli osservatori in stato di moto costante. Se George e Mildred, oltre a fluttuare nel cosmo, stessero conducendo una serie di esperimenti nelle loro postazioni spaziali, troverebbero risultati identici. A parità di apparati sperimentali, infatti, la situazione è perfettamente simmetrica ed entrambi sono giustificati ad affermare di essere in quiete. Le leggi fisiche che essi deducono sono quindi identiche. Né i loro corpi né gli apparati sperimentali « sentono » (o meglio, nel caso degli apparecchi, «sono influenzati da») il moto costante. Questo semplice concetto è ciò che stabilisce la simmetria tra i due osservatori, ed è parte del principio di relatività. Ne faremo uso tra poco per giungere a conclusioni importanti. 3. La velocità della luce. Il secondo ingrediente di base della relatività ristretta ha a che fare con le proprietà del moto della luce. Abbiamo appena visto che l'affermazione «George sta passando ai 10 all'ora» non ha senso se non specifichiamo rispetto a cosa stiamo misurando la velocità. Ebbene, un secolo di esperimenti ci mostra invece che, secondo tutti gli osservatori la luce viaggia sempre a 300 000 chilometri al secondo, senza che sia necessario specificare altro. Questo fatto ha reso necessaria una rivoluzione nel nostro modo di vedere l'universo. Cerchiamo di capirlo meglio pensando, per contrasto, all'esperienza quotidiana. E' una bella giornata e voi uscite a giocare a tennis con un amico. Per un po' palleggiate senza problemi, con la pallina che viaggia, diciamo, a 8 metri al secondo. Improvvisamente una tempesta elettrica scoppia nel cielo e voi correte a ripararvi. La tempesta passa, ma rientrando in campo vi accorgete che il vostro amico si è tramutato in un folle dai capelli dritti e dagli occhi iniettati di sangue. Con terrore, notate che vi sta lanciando non una pallina ma una bomba a mano. Passata ogni voglia di giocare, vi mettete a correre. La bomba sta viaggiando nella vostra direzione, ma poiché state correndo piú o meno a 5 metri al secondo, sapete che la sua velocità rispetto a voi è di soli (8 – 5) = 3 metri al secondo. Secondo la stessa logica, se in montagna vedete una valanga che sta per investirvi, vi mettete a correre in direzione opposta, perché sapete che cosí ridurrete la velocità con cui il pericolo si avvicina – il che in genere è un bene. Ora mettiamo a confronto le nostre osservazioni su palline, bombe e valanghe con la luce. Per rendere gli oggetti meglio comparabili, pensate alla luce come costituita da tante «palline » chiamate fotoni (ne parleremo al capitolo IV). Quando accendiamo una torcia elettrica, in effetti stiamo sparando un flusso di fotoni nella direzione in cui la puntiamo. Vediamo come appare il moto dei fotoni a un osservatore a sua volta in movimento. Il vostro amico folle ora ha abbandonato le bombe e impugna un fucile laser. Quando vi spara addosso – se siete dotati di appositi apparati di misurazione -trovate che la velocità dei fotoni che vi arrivano contro è di 1.072.000.000 km/h. Pensate di mettervi a correre, come avete fatto per la bomba a mano; per rendere le cose piú eccitanti, immaginate di riuscire a saltare sull'Enterprise e di schizzare via a 150.000.000 km/h. Secondo la fisica newtoniana, poiché vi state allontanando, la velocità dei fotoni che vi stanno venendo addosso dovrebbe per voi ridursi, per la precisione a (1072 – 150 =) 922 milioni di km/h. Ma non è quanto sperimentereste. Oltre che dalle accurate deduzioni dalle leggi di Maxwell, questo fatto è dimostrato da molti esperimenti, i primi dei quali risalgono alla fine dell'Ottocento. Anche se vi state allontanando, la velocità del fascio di fotoni è sempre di 300.000 km/sec. Può sembrare folle a prima vista, dato ciò che sappiamo di palline, bombe e valanghe, ma è così. Sia che scappiate dai fotoni sia che li rincorriate, la loro velocità rispetto a voi sarà sempre la stessa. L'«esperimento» con i fotoni che abbiamo immaginato poc'anzi non può essere eseguito per evidenti limiti tecnologici. Ma ci sono esperienze che invece si possono fare. Ad esempio, nel 1913 il fisico olandese Willem de Sitter pensò di utilizzare le osservazioni sulle stelle binarie piú veloci (stelle doppie che orbitano l'una attorno all'altra) per verificare l'effetto del moto sulla velocità della luce. Tutte le misurazioni eseguite negli anni a venire hanno confermato la stessa cosa: la luce emessa da una stella ferma ha la stessa velocità di quella emessa da una stella in movimento – e questo nei limiti di precisione di strumenti sempre piú raffinati. Tutti gli altri esperimenti condotti in questo secolo (che misurano la velocità della luce in vari modi diretti o indiretti) hanno avuto lo stesso risultato. Se non riuscite a mandare giù questa idea, consolatevi: non siete i soli. Tra Otto e Novecento i fisici cercarono in tutti i modi di confutarla, ma senza successo. Einstein invece abbracciò con gioia il principio della costanza della velocità della luce, perché era quello che gli serviva per risolvere il problema che lo turbava. Possiamo inseguire un raggio di luce finché vogliamo, ma questo si allontana da noi sempre alla stessa velocità: non riusciamo a farlo rallentare neanche un po', né certamente a farlo apparire stazionario. Il caso era chiuso. E c'era di piú: Einstein si rese conto che questo principio era l'inizio della fine della fisica newtoniana. 4. La verità e le sue conseguenze. La velocità misura la distanza che un oggetto può percorrere in un intervallo di tempo fissato: una macchina che va a 100 chilometri all'ora percorrerà 100 chilometri se persiste nel suo stato di moto costante per un'ora. Messo cosí, il fatto sembra banale; perché tutto questo affannarsi con palline, bombe e fotoni? Notiamo però che la «distanza» implica un concetto di spazio e che la «durata» dell'intervallo mette in causa l'idea di tempo. La velocità, dunque, è intimamente connessa con i concetti di spazio e di tempo. Ripensandoci, vediamo allora che un fatto sperimentale che mette alla prova la nostra idea comune di velocità, come la costanza della velocità della luce, ha il potenziale per minare la comune percezione di spazio e tempo. Ecco perché questa stranezza riguardo alla luce deve essere esaminata con attenzione, proprio come fece Einstein per arrivare alle sue straordinarie conclusioni. 5. L'effetto sul tempo, parte prima. Con un piccolo sforzo, possiamo usare la costanza della velocità della luce per dimostrare che l'idea comune di tempo è del tutto sbagliata. Immaginate che i presidenti di due nazioni in guerra, seduti ai lati opposti di un lungo tavolo per le trattative, siano giunti ad un accordo per un cessate il fuoco, ma che facciano i capricci perché nessuno vuole firmarlo prima dell'altro. Al Segretario generale dell' Onu viene un'idea geniale: piazzerà una lampadina a metà del tavolo e quando si accenderà entrambi potranno firmare il trattato. Essendo i presidenti equidistanti dalla sorgente, la luce arriverà contemporaneamente. Il trucco funziona e tutti sono soddisfatti. Inebriato dal successo, il Segretario generale vuole usare lo stesso metodo con altre due nazioni nella stessa situazione. Stavolta, però, il tavolo e i presidenti si trovano su un treno in corsa a velocità costante. Come è giusto che sia, il presidente dell'Avantia siede in direzione del moto, faccia a faccia con quello dell'Indietria. Il Segretario generale conosce un po' di fisica e sa che le leggi non cambiano per tutti gli osservatori in stato di moto costante; può allora eseguire la cerimonia della lampadina. Il trattato è firmato e i presidenti brindano con il loro entourage alla fine delle ostilità. Ma proprio in quel momento giunge la notizia che alcuni uomini delle due nazioni hanno assistito alla cerimonia da terra e che hanno subito ripreso a combattere. I dignitari sul treno sono allibiti nell'apprendere che gli abitanti di Avantia sono convinti di essere stati ingannati, perché il loro presidente ha firmato l'accordo prima che lo facesse quello di Indietria. Sul treno, tutti, da entrambe le parti, concordano sul fatto che la firma è stata simultanea; com'è possibile che gli uomini fuori del treno la pensino diversamente? Vediamo piú in dettaglio il punto di vista di un osservatore fermo. La lampadina è inizialmente spenta; a un certo punto si illumina mandando due raggi di luce verso i presidenti. Per chi è fermo, il presidente di Avantia si sta avvicinando alla luce, mentre quello di Indietria se ne sta allontanando. Questo significa che la luce deve fare meno strada per raggiungere il primo (che le sta venendo incontro) e di piú per colpire il secondo (che le sta sfuggendo). Questa affermazione non riguarda la velocità della luce nei due casi, che abbiamo già visto essere la stessa: stiamo soltanto parlando di distanze. Calcoliamo dal punto di vista dell'osservatore esterno quanta strada deve fare la luce per raggiungere i presidenti. Poiché la distanza verso il lato del presidente di Avantia è minore, e poiché la velocità è costante, la luce arriverà prima da lui. Ecco perché i suoi concittadini pensano di essere stati ingannati. Ora, sul treno, tutti stanno ascoltando il resoconto dell'evento da parte della Cnn. Nessuno crede alle proprie orecchie: la lampadina era ben fissata, esattamente a metà del tavolo, e quindi è ovvio che la luce emessa deve aver percorso spazi uguali nelle due direzioni. Essendo la velocità costante, i passeggeri del treno pensano – anzi, hanno osservato – che la firma sia stata simultanea. Chi ha ragione? Entrambe le osservazioni e le deduzioni sono impeccabili. Quindi tutti hanno ragione, proprio come i nostri astronauti George e Mildred. L'unica differenza, qui, è che le conclusioni sembrano essere contraddittorie: secondo gli osservatori sul treno, i due presidenti hanno firmato contemporaneamente, secondo gli osservatori fermi, il presidente di Avantia ha firmato prima. Eventi simultanei per un gruppo non lo sono per l'altro. Eventy

stringheventy stringramma Spaziogramma Spaziosuperstringheventy» superstringheventy dello spaziotempo. Oltre le stringhe: Metastringramma quarkatagrammy). ....superstringheventy c'è superstringheventi superstringhe delle stringhe, – dalla diradanza delle stringhe stringheventy«curvarsi»dello spazio-tempogravity eventi crea curvature dello spazio delle stringhe spaziali; stringhe: arrotolate delle stringhe... stringhe già quarkatagrammy del Finnegan's Wake di Joyce lì C'è, i fanatici del bungee jumping si buttano dai ponti, i magneti tengono un treno in levitazione sulle rotaie, i contatori Geiger scattano in presenza di radiazioni, le bombe nucleari esplodono. Possiamo esercitare la nostra influenza sugli oggetti spingendoli, tirandoli, scuotendoli, colpendoli con altri oggetti, deformandoli, riscaldandoli, congelandoli o bruciandoli. Nel corso dei secoli i fisici si sono accorti che tutte queste interazioni, e milioni di altre che incontriamo ogni giorno, si possono ridurre a una combinazione di quattro forze fondamentali: la forza gravitazionale, quella elettromagnetica e le forze nucleari debole e forte. La gravità è la piú familiare delle quattro: ci tiene in orbita attorno al Sole e ci lascia con i piedi ben piantati per terra. La massa di un oggetto misura la quantità di forza gravitazionale che esso può esercitare o subire. L'elettromagnetismo ci è anche familiare: manda avanti tutte le comodità della vita moderna – lampade, computer, televisori, telefoni – ed è alla base della potenza selvaggia dei fulmini, cosí come del tocco delicato di una mano. La carica elettrica svolge lo stesso ruolo che ha la massa per la gravità e determina l'intensità della forza elettromagnetica che un corpo può sentire o esercitare. La forza forte e quella debole sono molto meno familiari, perché la loro azione si esercita solo a scala subatomica; questo è anche il motivo per cui sono state scoperte molto piú recentemente. La forza forte tiene i quark incollati tra di loro dentro a protoni e neutroni, e tiene questi ultimi dentro ai nuclei. La forza debole è responsabile del decadimento radioattivo di sostanze come l'uranio e il cobalto. Negli ultimi cento anni sono state scoperte due caratteristiche comuni a tutte le forze. In primo luogo, come vedremo nel capitolo V, a livello microscopico sono tutte associate a particelle che possono essere viste come il piú piccolo « pacchetto » esistente di forza. Se usate un raggio laser, state sparando un flusso di fotoni, i piú piccoli portatori della forza elettromagnetica. Allo stesso modo, i costituenti minimi delle forze nucleari sono i bosoni di gauge deboli e i gluoni (quest'ultimo è un nome particolarmente appropriato: glue vuol dire «colla» in inglese, e i gluoni sono la colla che tiene insieme i nuclei). L'esistenza e le proprietà di queste tre specie di particelle (vedi tabella 1.2) sono state dimostrate prima del 1984. Secondo i fisici, anche la gravità possiede una particella associata, il gravitone, la cui esistenza non è ancora stata confermata sperimentalmente. La seconda caratteristica comune a tutte le forze è la possibilità di misurare una «carica»: cosí come la massa determina l'influenza della gravità su un corpo e la carica elettrica fa lo stesso per l'elettromagnetismo, esistono una « carica forte » e una « carica debole » che misurano gli effetti di queste forze sulle particelle. Ma anche se gli scienziati hanno misurato sperimentalmente con accuratezza queste proprietà, nessuno sa spiegare perché l'universo sia composto di queste particolari particelle, con queste masse e cariche stabilite. 1 Queste tre tabelle sono un'elaborazione della tabella 1. 1. In esse sono registrate masse e cariche delle particelle comprese nelle tre famiglie. Ogni quark può presentarsi con tre cariche forti, ognuna etichettata con un colore – che rappresenta in realtà un valore numerico di carica forte. Le cariche deboli qui fornite sono, piú precisamente, la «terza componente» dell'isospin debole (non abbiamo fornito le componenti «destrorse» delle particelle, che non hanno carica debole). Famiglia 1 Particella Massa Carica elettrica Carica debole Carica forte Elettrone 0,00054 -1 -½ 0 Neutrino elettronico <10-8 0 ½ 0 Quark up 0,0047 2/3 ½ rosso, verde, blu Quark down 0,0074 -1/3 -½ rosso, verde, blu Famiglia 2 Particella Massa Carica elettrica Carica debole Carica forte Muone 0,11 -1 -½ 0 Neutrino muonico < 0,0003 0 ½ 0 Quark charm 1,6 2/3 ½ rosso, verde, blu Quark strange 0,16 -1/3 -½ rosso, verde, blu Famiglia 3 Particella Massa Carica elettrica Carica debole Carica forte Tau 1,9 -1 -½ 0 Neutrino tau < 0,033 0 ½ 0 Quark top 189 2/3 ½ rosso, verde, blu Quark bottom 5,2 -1/3 -½ rosso, verde, blu Nonostante le loro caratteristiche comuni, le forze fondamentali spingono a porre altre domande. Perché ' ad esempio, sono quattro e non cinque o tre o una sola? Perché hanno proprietà cosí diverse? Perché la forza debole e quella forte operano a scala microscopica, mentre la gravità e l'elettromagnetismo hanno un raggio d'azione infinito? E perché ci sono differenze cosí enormi nella loro intensità intrinseca? Per capire meglio l'ultima domanda, immaginate di tenere un elettrone nella mano sinistra e uno nella destra. Ora provate ad avvicinarli: la loro attrazione gravitazionale sarà contrastata dalla repulsione elettromagnetica. Chi vince? Non c'è storia: la repulsione elettromagnetica è circa un milione di miliardi di miliardi di miliardi di miliardi (1042) di volte piú forte. Se il vostro bicipite sinistro rappresentasse la forza gravitazionale e il destro quella elettromagnetica, quest'ultimo dovrebbe essere piú grande dell'universo conosciuto. L'unica ragione per cui gli effetti della gravità non vengono annullati nel mondo quotidiano è data dal fatto che gran parte degli oggetti sono composti da un egual numero di cariche positive e negative, che quindi si cancellano. D'altro canto, essendo la gravità sempre attrattiva, non c'è un effetto di cancellazione delle masse: piú massa significa piú forza gravitazionale. Ma, fondamentalmente, la gravità è una forza debolissima (il che spiega le difficoltà sperimentali che si incontrano nello stabilire l'esistenza del gravitone: cercare il pacchetto piú piccolo della forza piú debole è davvero una sfida). Gli esperimenti hanno anche mostrato che la forza forte è pari a circa 100 volte quella elettromagnetica e 100.000 volte quella debole. Ma per quale ragione l'universo dovrebbe essere fatto a questo modo? Tabella 1.2. Le quattro forze della natura, le particelle ad esse associate e le rispettive masse (in multipli della massa protonica). Le particelle della forza debole si presentano con due masse possibili. Gli studi teorici mostrano che il gravitone dovrebbe avere massa nulla. Forza Particella mediatrice associata Massa Forte Gluone 0 Elettromagnetica Fotone 0 Debole Bosoni di gauge deboli 86/97 Gravità (Gravitone) (0) Non è una domanda oziosa e filosofica sul perché certi dettagli sono fatti in un certo modo e non in un altro: l'universo sarebbe un luogo radicalmente diverso se le proprietà delle forze e della materia cambiassero anche di poco. Ad esempio, l'esistenza dei nuclei stabili che formano il centinaio di elementi della tavola periodica dipende in modo assai delicato dal rapporto fra l'intensità della forza forte e di quella elettromagnetica. I protoni impaccati nel nucleo, avendo tutti carica elettrica positiva, si respingono, ma la forza forte che agisce tra i loro quark, per fortuna, vince la repulsione e lega i protoni strettamente. Basterebbe un piccolo cambiamento nei rapporti tra le forze per alterare gli equilibri e per far disintegrare gran parte dei nuclei. Inoltre, se gli elettroni fossero un po' piú pesanti, si combinerebbero con i protoni a formare neutroni, ingoiando i nuclei di idrogeno (l'elemento piú semplice dell'universo, il cui nucleo è fatto di un solo protone) e impedendo la produzione di atomi piú complessi. In un contesto del genere le stelle, che si alimentano grazie alla fusione di nuclei stabili, non si formerebbero neppure. Anche l'intensità della gravitazione ha un ruolo importante. Le densità altissime raggiunte nel nucleo delle stelle rendono possibile la fusione nucleare; se la gravità fosse piú forte, i nuclei stellari sarebbero piú densi e l'attività nucleare delle stelle piú intensa. Ma cosí come un fuoco d'artificio esaurisce la sua luce prima di una candela a combustione lenta, una simile situazione farebbe bruciare le stelle come il Sole molto piú velocemente, il che avrebbe effetti letali sulla formazione della vita come la conosciamo. D'altra parte, se la gravità fosse molto piú debole la materia non si addenserebbe affatto, e quindi non si formerebbero le stelle e le galassie. Potremmo continuare a lungo. L'idea di fondo è chiara: l'universo è fatto come lo vediamo perché le particelle costituenti la materia e le forze hanno le proprietà che sappiamo. Ma perché sono proprio queste? I Esiste una spiegazione scientifica? 4. L'idea di base della teoria delle stringhe La teoria delle stringhe offre un paradigma concettuale forte, all'interno del quale, per la prima volta, esiste una via per rispondere a queste domande. Vediamo prima l'idea di fondo. Le particelle della tabella 1.1. sono le «lettere » della materia. Proprio come le loro controparti alfabetiche, non sembrano essere scomponibili in ulteriori strutture interne. La teoria delle stringhe afferma il contrario: se potessimo esaminarle con maggiore dettaglio – un dettaglio di molti ordini di grandezza superiore alle nostre attuali capacità tecniche – troveremmo che le particelle non sono puntiformi, ma consistono di un minuscolo anello unidimensionale. Ogni particella contiene un filamento che danza, vibra, oscilla come un elastico infinitamente sottile; i fisici moderni, privi del gusto letterario di Gell-Mann, lo hanno chiamato stringa (o corda; in inglese è string). Nella figura 1.1. è mostrato il principio di base della teoria, partendo da un pezzo di materia ordinaria (una mela) e ingrandendo la sua struttura a varie scale. La teoria delle stringhe aggiunge un nuovo livello microscopico (quello della stringa) alla vecchia progressione atomo – costituenti atomici – quark. 2 Le stringhe possono anche avere entrambi gli estremi liberi (stringhe aperte), oltre a presentarsi in forma di cappi, come nella figura 1. 1. Per semplificare il discorso parleremo quasi sempre di stringhe chiuse, anche se gran parte di ciò che diremo si applica a entrambi i tipi. Anche se non sembra affatto ovvio, vedremo nel capitolo vi che rimpiazzare una particella puntiforme con una stringa risolve il conflitto tra meccanica quantistica e relatività generale. La teoria delle stringhe, dunque, scioglie il nodo gordiano della fisica teorica contemporanea. E un risultato straordinario, ma non è che uno dei motivi per cui la nuova teoria ha causato tanto interesse. Figura 1.1 La materia è composta di atomi, che a loro volta sono fatti di quark ed elettroni. Secondo la teoria delle stringhe, tutte queste particelle sono in realtà microscopiche stringhe chiuse ad anello e in vibrazione. 5. La teoria delle stringhe come Teoria del Tutto Ai suoi tempi la forza forte e quella debole non erano ancora note, ma Einstein era già abbastanza turbato del fatto che esistessero due forze diverse (gravità ed elettromagnetismo): non poteva accettare che la natura fosse basata su un progetto cosí stravagante. Cosí si imbarcò nella sua ricerca trentennale di una cosiddetta teoria unificata di campo, teoria che avrebbe dovuto mostrare che queste due forze sono in realtà manifestazioni di un unico principio sottostante. Questa ricerca ossessiva lo isolò dal filone principale della ricerca, allora molto piú interessato (comprensibilmente) a esplorare la nascente meccanica quantistica. Scriveva a un amico nel 1942: «Sono diventato un vecchio solitario famoso soprattutto perché non porta le calze, che viene esibito come un fenomeno nelle occasioni speciali». 3 Da una lettera di Albert Einstein del 1942, citata in Tony Hey e Patrick Walters, Einstein's Mirror, Cambridge University Press, Cambridge 1997 Einstein era semplicemente troppo avanti sui tempi. Piú di mezzo secolo dopo, la teoria unificata è diventata il Sacro Graal della fisica moderna. E una consistente parte della comunità dei fisici e dei matematici è convinta sempre più che la teoria delle stringhe possa essere la soluzione. A partire da un unico principio (gli oggetti sono formati a livello microscopico da combinazioni di stringhe oscillanti), la teoria fornisce un quadro esplicativo che comprende tutte le forze e tutta la materia. Secondo la teoria delle stringhe, ad esempio, le proprietà osservate delle particelle viste nelle tabelle 1. 1 e 1. 2 non sono che un riflesso dei vari modi in cui una stringa può vibrare. E' proprio come per le corde di un violino o di un pianoforte, che vibrano con frequenze caratteristiche in modi che il nostro orecchio percepisce come le note fondamentali e le rispettive armoniche superiori; le vibrazioni delle stringhe della teoria non si manifestano come note musicali, ma come particelle, la cui massa e carica sono determinate dalle oscillazioni della stringa stessa: l'elettrone è una stringa che vibra in un certo modo, il quark up in un altro, e cosí via. Le proprietà delle particelle, dunque, non sono una caotica massa di dati sperimentali, ma conseguenze di un unico principio fisico: sono la musica, per cosí dire, suonata dalle stringhe fondamentali. La stessa idea si applica alle forze; vedremo infatti che ogni particella mediatrice di forza è associata a un particolare modo di vibrazione. Quindi tutte le forze e tutta la materia sono unificate sotto la voce «Oscillazioni di stringhe»: sono le note che le stringhe suonano. Per la prima volta nella storia della fisica possediamo un'idea di fondo in grado di spiegare tutte le caratteristiche fondamentali alla base dello schema costruttivo dell'universo. Per questo motivo molti pensano alla teoria delle stringhe come candidata al ruolo di «Teoria del Tutto» (una TOE, come la chiamano gli anglosassoni, acronimo di Theory of Everything), nome un po' pomposo per una teoria di massimo livello di profondità, capace di comprendere tutte le altre, senza che ci sia bisogno di ulteriori spiegazioni. Nella pratica, chi si occupa di teoria delle stringhe ha i piedi piú per terra e pensa alla sua teoria come a un oggetto capace di descrivere tutte le proprietà delle particelle fondamentali e delle loro interazioni. Un riduzionista rigoroso potrebbe dire che non c'è nessuna differenza: in linea di principio, tutto, dal big bang ai sogni, può essere descritto in termini di processi microscopici di tipo fisico che interessano i costituenti fondamentali della materia. Sapere tutto sulle particelle di base vuol dire sapere anche tutto il resto. Poche cose sono in grado di scaldare gli animi quanto il riduzionismo. C'è chi trova presuntuoso, quando non ripugnante, sostenere che le meraviglie del cosmo siano meri riflessi dei comportamenti di un pugno di particelle che danzano secondo la vacua coreografia delle leggi fisiche. Ma davvero la gioia, il dolore o la noia non sono che processi chimici interni al cervello, reazioni tra atomi e molecole, e quindi tra particelle come quelle della tabella 1.1, che in realtà sono solo stringhe che vibrano? Il premio Nobel Steven Weinberg risponde cosí a queste critiche: All'altro capo ci sono gli avversari del riduzionismo, che sono indignati da quella che a loro sembra la tristezza della scienza moderna. Si sentono sminuiti dal fatto che il loro mondo può essere ridotto a questioni di particelle e di interazioni [ ... ] Non mi sembra il caso di rispondere a queste critiche con un discorsetto edificante sulle meraviglie della scienza moderna. La visione del mondo di un riduzionista è davvero fredda e impersonale: deve essere accettata cosí com'è, non perché ci piace, ma perché cosí funzionano le cose. 4 Steven Weinberg, Dreams of a Final Theory, Pantheon, New York 1993, P. 52 [trad. it. Il sogno dell'unità dell'universo, Mondadori, Milano 1993, P. 57 e sgg C'è chi è d'accordo con queste affermazioni forti, e chi no. Secondo altri studiosi, teorie come quella del caos ci mostrano che al crescere della complessità di un sistema entrano in gioco altri tipi di leggi: conoscere il comportamento di un elettrone o di un quark è un conto, applicare questa conoscenza per prevedere il tragitto di un tornado è un altro. Su questo punto molti concordano. Ma le opinioni divergono quando si tratta di stabilire se i fenomeni inattesi che avvengono al crescere della complessità siano manifestazioni di vere e proprie nuove leggi fisiche, o se si tratti di conseguenze – anche se terribilmente complicate da dimostrare -delle leggi che governano le singole, moltissime particelle elementari. Ho l'impressione che quest'ultima ipotesi sia giusta. Il fatto che sia impossibile spiegare le proprietà di un tornado in termini di elettroni e quark, mi sembra piú un problema computazionale che un segnale della presenza di nuove leggi fisiche. Ma, ripeto, non tutti sono d'accordo. Ciò che non deve essere messo in discussione anche dai piú incalliti riduzionisti (e questo è di importanza fondamentale nel prosieguo del libro) è che i principi sono una cosa e la pratica un'altra. Tutti (o quasi) sono d'accordo nell'affermare che la scoperta di una TOE non significherebbe la fine della psicologia, della biologia, della geologia, della chimica o persino della fisica. L'universo è troppo complesso per far si che una sola teoria, seppur «definitiva» nel senso in cui la intendiamo qui, possa far suonare a morto la campana della scienza. Al contrario: una TOE sarebbe il solido fondamento su cui costruire la nostra comprensione del inondo, e la sua scoperta segnerebbe un inizio, non una fine. La «teoria ultima » sarebbe un indistruttibile baluardo di coerenza che ci rassicurerebbe per sempre sulla penetrabilità dei misteri dell'universo. 6. Lo stato della teoria delle stringhe. Scopo principale di questo libro è spiegare il funzionamento dell'universo secondo la teoria delle stringhe, con un'attenzione particolare Alle conseguenze di questa nuova idea sulle nostre concezioni di spazio e tempo. Al contrario di quanto normalmente accade per i saggi divulgativi, qui non parleremo di una teoria completamente definita, con solide conferme sperimentali e largamente accettata dalla comunità scientifica. Come vedremo nei prossimi capitoli, la teoria delle stringhe è una costruzione cosí originale e sofisticata che il lavoro da fare per considerarla compiuta è ancora molto, nonostante i progressi impressionanti degli ultimi anni. La nostra teoria è dunque un'opera in fieri, la cui struttura di base ha già svelato sorprendenti scorci sulla natura di spazio, tempo e materia. L'unione armoniosa della relatività generale e della meccanica quantistica è un grande successo. La capacità di rispondere a certe domande basilari sui costituenti fondamentali di forza e materia è un risultato mai raggiunto prima. Altrettanto importante, anche se piú difficile da apprezzare, è la grande eleganza della teoria: molti aspetti dell'universo che sembrano arbitrari dettagli tecnici – come il numero e le proprietà delle particelle fondamentali – diventano conseguenze di caratteristiche tangibili della geometria del cosmo. Se la teoria delle stringhe è giusta, la trama microscopica dell'universo è un intricato labirinto a piú dimensioni in cui le stringhe vibrano senza posa, «dando il ritmo» stringhe si è delle stringhe « è dà stringhe stringhe? M-

STRINGABGRÜNDy InPhynyTESIMy È si È Ildegarda di Bingen che, quanto a visioni metafisiche e a prospettive sull’infinito, ci dà del filo da torcere ancora oggi.

L’obiezione che la mistica Suso, Tauler o Eckhart. E dire che in gran parte la mistica femminile dava maggior risalto al corpo che non alle idee astratte sarebbe come dire che dai manuali di filosofia deve scomparire, che so, Merleau-Ponty.

Le femministe hanno da tempo eletto a loro eroina Ipazia che, ad Alessandria, nel quinto secolo, era maestra di filosofia platonica e di alta matematica. Ipazia è diventata un simbolo, ma purtroppo delle sue opere è rimasta solo la leggenda, perché sono andate perdute, e perduta è andata lei, fatta letteralmente a pezzi da una turba di cristiani inferociti, secondo alcuni storici sobillati dal quel Cirillo di Alessandria che, anche se non per questo, è stato poi fatto santo.

Ma c’era solo Ipazia?

Meno di un mese fa è stato pubblicato in Francia (da Arléa) un librettino, ’Histoire des femmes philosophes’. Se ci si chiede chi sia l’autore, Gilles Ménage, si scopre che viveva nel diciassettesimo secolo, era un latinista precettore di Madame de Sévigné e di Madame de Lafayette e il suo libro, apparso nel 1690, s’intitolava ’Mulierum philosopharum historia’.

Altro che la sola Ipazia: anche se dedicato principalmente all’età classica, il libro di Ménage ci presenta una serie di figure appassionanti, Diotima la socratica, Arete la cirenaica, Nicarete la megarica, Iparchia la cinica, Teodora la peripatetica (nel senso filosofico del termine), Leonzia l’epicurea, Temistoclea la pitagorica, e Ménage, sfogliando i testi antichi e le opere dei padri della chiesa, ne aveva trovate citate ben sessantacinque, anche se aveva inteso l’idea di filosofia in senso abbastanza lato. Se si calcola che nella società greca la donna era confinata tra le mura domestiche, che i filosofi piuttosto che con fanciulle preferivano intrattenersi coi giovinetti, e che per godere di pubblica notorietà la donna doveva essere una cortigiana, si capisce lo sforzo che debbono avere fatto queste pensatrici per potersi affermare. D’altra parte, come cortigiana, per quanto di qualità, viene ancora ricordata Aspasia, dimenticando che era versata in retorica e filosofia, e che (teste Plutarco) Socrate la frequentava con interesse.

Sono andato a sfogliare almeno tre enciclopedie filosofiche odierne e di questi nomi (tranne Ipazia) non ho trovato traccia. Non è che non siano esistite donne che filosofassero. È che i filosofi hanno preferito dimenticarle, magari dopo essersi appropriati delle loro idee.

  • “Bustina di Minerva” – L’espresso, 2004

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CREATIVITA’ . —– ’Histoire des femmes philosophes’: “Storia delle donne filosofe” (di Alessandra Pigliaru) 19 agosto 2016, di Federico La Sala

“Storia delle donne filosofe”

di Alessandra Pigliaru *

Ragionatrice sottile e maestra d’eloquenza, sono alcune delle espressioni che si ritrovano nel Menesseno di Platone e nel quarto libro degli Stromati di Clemente Alessandrino riferibili ad Aspasia di Mileto che insegnò retorica a Pericle e filosofia a Socrate.

Ciò nonostante, simili appellativi venivano assai raramente utilizzati per il suo sesso; così segnala Gilles Ménage in un libro piccolo quanto fondamentale dal titolo Mulierum philosopharum historia, scritto in prima istanza nel 1690 e ampliato due anni dopo.

Arrivato in Italia solo 11 anni fa grazie alla traduzione e cura di Alessia Parolotto per le edizioni ombre corte, Storia delle donne filosofe (pp. 115, euro 9) viene ora rieditato per essere letto, studiato e sgranato con curiosità.

L’introduzione di Chiara Zamboni colloca acutamente la figura di Ménage, l’abate francese che oltre a essere stato un grande latinista e grammatico fu precettore di madame de Sévigné e madame de Lafayette.

Le sue relazioni in quegli anni straordinari, dai salotti delle Preziose all’immersione in quella che Benedetta Craveri ha poi chiamato e descritto nel suo La civiltà della conversazione, possono essere lette come il frutto di un’attenzione rara nei confronti di 70 pensatrici dell’antichità classica.

L’esercizio di Ménage, senza precedenti, rimane un isolato e pur tuttavia importante censimento filosofico, esito di una erudizione raffinata e rigorosa che fa avere fiducia sullo stato dei documenti consultati – seppure non tutti di immediato reperimento. Setacciare trattati, lessici, opere filosofiche è servito così a imbastire un ritratto a più voci.

Le fonti di riferimento utilizzate da Ménage sono quasi tutte maschili e, come sottolinea Zamboni nella introduzione, l’insistenza sul legame tra biografia e pensiero era in linea con la tradizione del suo tempo.

Accanto alle più note Ipazia e Diotima, maestre di eccellenza e amore per la sapienza, altre si fanno avanti e vengono per la prima volta suddivise per appartenenza di scuola – là dove se ne possa avere in qualche modo conferma. Di scuola incerta infatti restano ancora tante che vanno a comporre la prima parte del volumetto di Ménage.

Così accanto al nome di Aspasia risuonano quello di Cleobulina, Panfila, Giulia Domna, Eudocia, Novella e altre. E poi Temistoclea (nella Suda – lessico enciclopedico compilato intorno al 1000 – viene chiamata Teoclea), sorella di Pitagora a cui già Diogene Laerzio attribuisce la maggior parte dei precetti morali del più noto filosofo. Insieme alle pitagoriche, che sono anche le più numerose, sono presenti Epicuree, Ciniche, Stoiche, Accademiche, Peripatetiche, Platoniche, Cirenaiche.

E seppure di tutte le filosofe non resti quasi niente in termini di scritti, il lavoro di Gilles Ménage non si riduce a un contributo elenchico criticamente muto; bensì concorre a delineare una fisionomia storico-filosofica che anni dopo verrà decostruita e fatta definitivamente saltare dal femminismo.

*

Alessandra Pigliaru

Sul tema, nel sito, si cfr.:

CREATIVITà. —– ’Histoire des femmes philosophes’. Se ci si chiede chi sia l’autore, Gilles Ménage, si scopre che viveva nel diciassettesimo secolo, era un latinista precettore di Madame de Sévigné e di Madame de Lafayette e il suo libro, apparso nel 1690, s’intitolava ’Mulierum philosopharum historia’ (di Umberto Eco – Filosofare al femminile).

I “TESTICOLI” DELLE DONNE E LA “COGLIONERIA” DEGLI UOMINI OVVERO ANCHE LE DONNE HANNO LE “PALLE”. L’ammissione di Giovanni Valverde, del 1560!!!

DOPO 500 ANNI, PER IL CARDINALE RAVASI LA PRESENZA DELLE SIBILLE NELLA SISTINA E’ ANCORA L’ELEMENTO PIU’ CURIOSO.

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CREATIVITA’: KANT E LA CRITICA DELLA SOCIETA’ DELL’UOMO A “UNA” DIMENSIONE. —– UN’UN’ESCLUSIONE CHE INTERPELLA TUTTI. Donne e ministeri – da segno dei tempi a indice di autenticità (di Lilia Sebastiani) 24 marzo 2012, di Federico La Sala

Donne e ministeri da segno dei tempi a indice di autenticità

di Lilia Sebastiani

in “Viandanti” (www.viandanti.org) del 10 marzo 2012

Nell’enciclica ‘conciliare’ Pacem in terris di Giovanni XXIII (1963) al n.22 l’ingresso crescente delle donne nella vita pubblica veniva annoverato tra i segni dei tempi, insieme alla crescita delle classi lavoratrici (n.21) e alla fine del colonialismo (n.23). Ricordare l’enciclica è doveroso, per il valore storico di questo semplice e cauto riconoscimento: infatti è la prima volta che un documento magisteriale rileva la cosiddetta promozione della donna senza deplorarla – anzi come un fatto positivo. I segni dei tempi sono ancora al centro della nostra attenzione, ma per quanto riguarda le donne la questione cruciale e non ignorabile è ormai quella del loro accesso al ministero nella Chiesa, a tutti i ministeri.

Venerande esclusioni

Certo il problema dei ministeri non è l’unico connesso con lo status della donna nella Chiesa, ma senza dubbio è fondamentale; guardando al futuro, è decisivo. Non solo e non tanto in se stesso, ma per la sua natura di segno. In questo momento nella Chiesa la donna è ancora esclusa dai ministeri ecclesialmente riconosciuti: non solo da quelli ordinati (l’Ordine sacro, cioè, nei suoi tre gradi: episcopato, presbiterato, diaconato) ma anche da quelli istituiti, il lettorato e l’accolitato. Questi ultimi, chiamati un tempo “ordini minori” e considerati solo tappe di passaggio obbligatorie per accedere all’ordinazione, furono reintrodotti nel 1972 da Paolo VI (Ministeria quaedam) come “ministeri istituiti” – per distinguerli da quelli ordinati, mantenendo però l’elemento della stabilità e del riconoscimento ecclesiale – e furono aperti anche a laici non incamminati verso l’Ordine; tuttavia si specificava chiaramente che tali ministeri erano riservati agli uomini, “secondo la veneranda tradizione della chiesa latina”.

Un po’ più recente l’istituzione dei “ministri straordinari dell’Eucaristia”: con prerogative non molto diverse da quelle degli accoliti, questi possono essere anche donne. E di fatto sono più spesso donne che uomini. Un passo avanti, forse? Certo però la dichiarata ‘straordinarietà’ sembra messa lì a ricordare che si tratta di un’eccezione, di una supplenza..., di qualcosa che normalmente non dovrebbe esserci.

A parte i servizi non liturgici ma fondamentali, come la catechesi dei fanciulli, quasi interamente femminile, e le varie attività organizzative e caritative della parrocchia, le letture nella Messa vengono proclamate più spesso da donne che da uomini; ma si tratta sempre e comunque di un ministero di fatto, che in teoria sarebbe da autorizzare caso per caso, anche se poi, di solito, l’autorizzazione viene presunta.

Il Concilio e l’incompiuta apertura

Il problema dell’accesso femminile ai ministeri è diventato di attualità nella Chiesa nell’immediato post-concilio, nel fervore di dibattito che caratterizzò quell’epoca feconda e rimpianta della storia della Chiesa. Il Vaticano II aveva mostrato una notevole apertura sulle questioni che maggiormente sembravano concernere il problema della donna in generale e della donna nella Chiesa in particolare. Sulle questioni più specifiche e sul problema dei ministeri i documenti conciliari erano generici fino alla reticenza, ma senza chiusure di principio. Ciò autorizzava a sperare nel superamento, non proprio immediato ma neppure troppo lontano, di certe innegabili contraddizioni che persistevano sul piano disciplinare. Inoltre altre chiese cristiane avevano cominciato da qualche anno, certo non senza resistenze anche aspre, a riconsiderare e a superare gradualmente il problema dell’esclusione (a nostra conoscenza, la chiesa luterana svedese fu la prima ad ammettere donne al pastorato, nel 1958).

Una chiusura fragile

Nel decennio che seguì il Concilio, il dibattito in proposito fu intenso. La Chiesa ufficiale mantenne però una posizione di cautela e di sostanziale chiusura sempre più netta, che culminò – volendo chiudere la questione una volta per sempre – nella dichiarazione vaticana Inter insigniores, che è della fine del 1976, ma resa pubblica nel 1977.

In questo documento l’esclusione delle donne dal ministero ordinato veniva ribadita con caratteri di definitività vagamente ‘infallibilista’, ma anche con un significativo mutamento di argomentazione, che ci sembra importante poiché dimostra che l’esclusione è un fatto storico-sociologico in divenire e non un fatto teologico-sacramentale.

Non si dice più, come affermava Tommaso d’Aquino, che la donna è per natura inferiore all’uomo e quindi esclusa per volere divino da ogni funzione implicante autorità; si richiama invece l’ininterrotta tradizione della Chiesa (che è evidente, ma è anche evidentissimo portato della storia e delle culture) e soprattutto la maschilità dell’uomo Gesù di Nazaret, da cui deriverebbe la congruenza simbolica della maschilità del prete che, presiedendo l’assemblea, agisce in persona Christi. Quest’ultimo argomento fragile e sconveniente è stato lasciato cadere, infatti, nei pronunciamenti successivi: questi si rifanno solo alla tradizione della Chiesa e a quella che viene indicata come l’esplicita volontà di Gesù manifestata dalla sua prassi.

Anche questo argomento non funziona. Gesù, che non mostra alcun interesse di tipo ‘istituzionale’, alle donne accorda, con naturalezza, una piena parità nel gruppo dei suoi seguaci. Sembra insieme scorretto e pleonastico dire che “non ha ordinato nessuna donna”, dal momento che, semplicemente, non ha ordinato nessuno. Non vi è sacerdozio nella sua comunità, ma servizio e testimonianza, diakonìa non formalizzata – eppure rispondente a una chiamata precisa – che, prima di essere attività, è opzione fondamentale, stile di vita, sull’esempio di Gesù stesso “venuto per servire”.

Nel Nuovo Testamento di sacerdozio si può parlare solo in riferimento al sacerdozio universale dei fedeli (cfr 1 Pt 2,9; Ap 1,6), negli ultimi decenni tanto rispettato a parole quanto sfuggente e ininfluente nel concreto del vissuto ecclesiale; oppure in riferimento all’unico sacerdote della Nuova Alleanza – sacerdote nel senso di mediatore fra Dio e gli esseri umani –, Gesù di Nazaret (cfr Ebr 9), il quale nella società religiosa era un laico, oltretutto in rapporti abbastanza conflittuali con il sacerdozio del suo tempo.

Un’esclusione che interpella tutti

Vi sono due fatti, molto modesti ma significativi, che aiutano a tenere viva la speranza. Il primo, che i pronunciamenti dell’autorità ecclesiastica volti a chiudere ‘definitivamente’ la questione sono diventati abbastanza ricorrenti, il che dimostra che non è poi tanto facile chiuderla. Il dibattito è aperto e procede. Il secondo, che l’argomentazione teologica sembra cambiata ancora: felicemente sepolto l’infelicissimo argomento della coerenza simbolica, già pilastro dell’Inter insigniores, si richiama solo la prassi ininterrotta della chiesa romana e sempre più spesso si sente riconoscere, anche dalle voci più autorevoli, che contro l’ordinazione delle donne non ci si può appellare a ragioni biblico-teologiche.

No, non si tratta di banali rivendicazioni. L’esclusione interpella tutti: nessuna/nessun credente adulto può disinteressarsi di questo problema chiave finché le donne nella chiesa non avranno di fatto le stesse possibilità degli uomini, la stessa dignità di rappresentanza.

E’ necessario ricordare che vi sono donne cattoliche di alto valore e seriamente impegnate – tra loro anche alcune teologhe – che a una domanda precisa sul problema dei ministeri istituiti rispondono o risponderebbero più o meno così: no grazie, il sacerdozio così com’è proprio non ci interessa. E’ un atteggiamento che merita rispetto: almeno in quanto manifesta il timore che insistere troppo sul tema dell’ordinazione induca ad accentuare l’importanza dei ministri ordinati nella Chiesa (mentre sarebbe urgente semmai ridurre quell’importanza, insomma ‘declericalizzare’).

Ma dobbiamo ricordare che il “sacerdozio così com’è”, nella storia e nella mentalità corrente, si fonda proprio sulla ‘separazione’, sullo spirito di casta, sul sospetto previo e sul rifiuto nei confronti della donna, che nella chiesa di Roma si esprime in una doppia modalità: l’esclusione delle donne dalle funzioni di culto, di governo e di magistero, è parallela all’obbligo istituzionale di essere “senza donna” per coloro che le esercitano. Il divieto per le donne di essere ministri ordinati el’obbligo per i ministri ordinati di restare celibi sembrano due problemi ben distinti, mentre sono congiunti alla radice. E ormai sappiamo che potranno giungere a soluzione solo insieme.

Segno dei tempi, certo. Segno di trasformazione, segno contraddittorio, segno incompleto, proprio come il tempo in cui viviamo. Per quanto riguarda la chiesa cattolica, però, non solo segno, ma indice di autenticità. Non temiamo di dire che sulla questione dei ministeri, che solo a uno sguardo superficiale o ideologico può apparire circoscritta, si gioca il futuro della chiesa.

Lilia Sebastiani

Teologa

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CREATIVITA’: KANT E LA CRITICA DELLA SOCIETA’ DELL’UOMO A “UNA” DIMENSIONE. —– LA VIOLENZA SULLE DONNE, UN MONDO DEL SOMMERSO (di Sergio Givone – Donne e violenza problema politico). 6 marzo 2012, di Federico La Sala

Donne e violenza problema politico

di Sergio Givone (Il Messaggero, 6 marzo 2012)

Come ci ricordano i più recenti fatti di cronaca, non solo il mondo dell’economia, ma anche il mondo dell’etica, il mondo dove leggi non scritte regolano i rapporti tra gli uomini, ha il suo sommerso. La violenza sulle donne serpeggia tra di noi, nelle famiglie, nella società civile, ma viene tenuta nascosta, taciuta, come cosa di cui non si vorrebbe né parlare né sentire. Eppure è sempre lì, non meno presente che in epoche in cui il diritto ben poco diceva in proposito. Nel frattempo la famiglia si è profondamente trasformata. La sua legislazione si è uniformata a costumi più civili e più consoni alla dignità di questa fondamentale istituzione. Vedi ad esempio la legge sullo stalking: che è una buona legge, a protezione di chi prima neppure si immaginava dovesse essere difeso dall’ira o dalla furia del proprio coniuge o dei propri familiari.

Ma è rimasta come una zona d’ombra, un lato oscuro, dove si susseguono gli episodi di una saga dell’orrore. L’altro ieri a Brescia, ieri a Verona. I comportamenti di tanta brava gente «normale» sembrano governati da una sorda e cupa irrazionalità, da un folle impulso distruttivo, da una sete di vendetta e di sangue. Di fronte alla separazione, c’è chi letteralmente impazzisce. E anziché trovare un compromesso e costruire un nuovo ponte verso la vita che continua (quando un legame si spezza, resta sempre qualcosa, a volte qualcosa di molto importante e prezioso), preferisce annientare la vita altrui e la propria.

Che dire? Evidentemente quel rapporto non era un rapporto tra due persone, ma una forma di possesso e di dominio dell’una sull’altra. Da una parte il padrone, dall’altra una sua proprietà inalienabile, un oggetto, una cosa, che non appena rivendica la sua autonomia, viene ridotta a nulla, poiché agli occhi del padrone non è più nulla. Lui stesso a quel punto non sa più chi è. E si ammazza o tenta di farlo. Accecato dalla gelosia, si dice. Spinto a un gesto insano dal proprio demone e cioè dal bisogno di affermazione, dalla prepotenza, dall’egotismo. Tutto ciò – si aggiunge – sarebbe in fondo una caratteristica di un popolo come il nostro, popolo passionale, votato al melodramma, e comunque poco propenso all’autocontrollo e all’esercizio delle virtù civili.

Spiegazione, questa, che in realtà non spiega niente. Perché qui non si tratta di melodramma o non melodramma. Si tratta di sapere o non saper gestire una situazione autenticamente drammatica come per l’appunto una separazione (che è sempre tale, anche quando si vorrebbe bastasse il buon senso e una stretta di mano), dal momento che niente è così difficile come essere all’altezza del dramma che la vita prima o poi ci costringe a recitare.

E chissà se anche oggi gli uomini politici si fanno domande di questo genere. In agenda le questioni economiche e finanziarie prevalgono sulle altre, ma sempre lì si va a parare. Prendiamo l’evasione fiscale. Sarà pure una tendenza incoercibile degli italiani. Ciò non toglie che il sommerso possa essere portato alla luce e sanzionato di conseguenza. Magari nella prospettiva di una educazione al bene comune.

  • Lo stesso vale per la violenza sulle donne. È

Stringrammabgrundynphynytesymonty resynphynytesymonty Crisi della metaFisica stringa di stringa String-crisi della Fisica stringa stringramma della stringa vuoto della stringa. La Crisi della Fisica è l'eventità fenoumenonty CRISI DELLA FISICA CAtastrofeventua. Pansophysysinphynitesimonty la catastrofenoumeninphynytesymonty INFINITESIMONT non-essere-STRYNGrammampiezzAbGRUND  PANSOPhysistryngrammynphynitesymaleventy È strinGravitygluonynphynytesymaleventy gravitonty schemabgrundynphynytesymaleventy cromontypnynytesymaleventy CATASTRINGABGrundy delle Stringheventy. Stringheventonty di stringrammabgrundy vibra stringa, corrispondono diverse particelle elementari, allo stesso modo in cui ad una certa vibrazione di una corda di un violino corrisponde una nota. Quindi mentre nella teoria dei campi si prende in considerazione una particella, che è una entità zero-dimensionale e che muovendosi da origine alla linea d'universo, nella teoria delle stringhe consideriamo oggetti uni-dimensionali, i quali spostandosi spazzano un area detta world-sheet o supercie d'universo Fig.( 2.1). Figura 2.1 Le stringhe possono essere aperte o chiuse. Una stringa chiusa è una stringa che non ha punti nali, come un cerchio, mentre una stringa aperta ha due punti nali 1Per lunghezza di Planck si intende la distanza alla quale la gravità diviene dello stesso ordine di grandezza delle altre interazioni. 49 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA ed è topologicamente equivalente a un intervallo lineare. La stringa risolve i problemi di divergenza ultravioletta a fronte dell'introduzione di un numero innito di particelle. La quantizzazione della Teoria di Stringa Bosonica può essere eettuata sia nello schema canonico nel cono di luce o in modo covariante, che nel formalismo dell'integrale sui cammini. 2.2.1 Quantizzazione mediante formalismo degli integrali sui cammini Al ne di studiare l'azione sul world-sheet, prendiamo inizialmente in considerazione la lagrangiana per una particella relativistica per poi generalizzarla al nostro caso. In uno spazio a D dimensioni, possiamo descrivere il moto di una particella dando la sua posizione in termini di D-1 funzioni del tempo, x(t). Anché sia valida l'invarianza di Lorentz, introduciamo il tempo proprio  , ovvero il tempo misurato da un orologio in un sistema di riferimento solidale con la particella, che descrive il moto nello spazio-tempo da D funzioni X( ). L'azione di una particella relativistica è S = ??m Z d  ?? _X  X 1=2 (2.1) che risulta essere proporzionale alla lunghezza della linea d'universo, che coincide con quella misurata nel sistema di riferimento proprio. La variazione dell'equazione (2.1), integrando per parti, è S = ??m Z d u  X (2.2) dove u = _X   ?? _X  _X 1=2 : (2.3) L'azione (2.1) non è lineare dato che contiene una radice quadrata e risulta, quindi, dicile da quantizzare. Inoltre non descrive particelle a massa nulla. Introduciamo un campo ausiliario e(t), in modo da ottenere S0 = 1 2 Z d  ?? 1 e @X @ @X @  + m2 e  : (2.4) Dall'equazione del moto per e(t) otteniamo S0 e = 0 ) e = s ?? _X  _X m2 ; (2.5) che sostituito nell'equazione (2.4) restituisce nuovamente la (2.1). Osservando che il momento coniugato della particella è p = @L @ _X  = ?? _X  e ; (2.6) 50 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA le equazioni del moto di e equivalgono alla condizione di mass shell p2 + m2 = 0. Inoltre per m = 0 l'azione (2.4) è ancora valida. Essendo le stringhe oggetti unidimensionali, lo spazio in cui sono descritte richiede, oltre al tempo proprio  , anche un parametro aggiuntivo  che descriva la coordinata lungo la stringa. Le funzioni X( ,) descrivono le stringhe, denendo la forma del world-sheet preso in considerazione. L'azione di Nambu-Goto [17], cioè l'azione proporzionale all'area del foglio d'universo, è SNG = ??T Z M dd p det gab (2.7) dove T = 1=(2 0) è la tensione di stringa ([T] = L??2), 0 è la pendenza di Regge, gab = @aX@bX è la metrica indotta sul world-sheet e M indica il foglio d'universo. Esplicitando il determinante della metrica, possiamo riscrivere l'equazione (2.7) come SNG = ??T Z M dd r _X  X0 2 ?? _X 2X02: (2.8) Notiamo che, anche in questo caso, compare una radice quadrata. Possiamo riscrivere l'azione di Nambu-Goto introducendo la metrica bidimensionale sul world-sheet [19] ab(; ), con la segnatura di Lorentz (–,+): SP = ?? T 2 Z M dd p ??

ab@aX@bX; (2.9) dove = det ab. La (2.9) è detta azione di Brink-Di Vecchia-Howe-Deser-Zumino o di Polyakov e come vedremo gioca un ruolo cruciale nel calcolo del path integral [20] [21]. L'azione (2.9) ha le seguenti simmetrie:  invarianza di Poincaré2 X0(; ) =  X(; ) + a

0 ab(; ) = ab(; ); (2.10)  invarianza per dieomorsmi del world-sheet X0( 0; 0) = X(; ); @0c @a @0d @b 0 cd = ab(; ); (2.11) per nuove coordinate 0 = 0(; ),  0 =  0(; ).  invarianza bidimensionale di Weyl X0(; ) = (X(; );

0 ab(; ) = e2!(;) ab(; ) (2.12) per un !(; ) arbitrario. 2Il gruppo di Poincarè è costituito dal gruppo di Lorentz e dal gruppo delle traslazioni. 51 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Vogliamo calcolare la funzione di partizione per la stringa bosonica, ovvero la Z = Z dgab dx e??SP [x;g]; (2.13) dopo aver fatto la rotazione di Wick dalla metrica ab alla metrica Euclidea gab(1; 2) di segnatura (+; +). L'integrale su tutte le congurazioni (x; gab) contiene un enorme sovrastima, in quanto congurazioni collegate tra loro dalla simmetria locale diffWeyl, rappresentano la stessa congurazione sica. Per evitare ciò dobbiamo dividere per il volume del corrispondente gruppo Z = Z dgabdx VdiffWeyl e??Sp ; (2.14) e utilizzare il metodo di Fadeev-Popov. Nel caso, infatti, in cui l'azione presenti delle simmetrie, esistono modi nulli, e una integrazione su tutte le congurazioni del campo darebbe 1. Il metodo di Fadeev e Popov ci permette di ssare il gauge, integrando su una curva tale che intersechi ogni classe di equivalenza di gauge una sola volta, come illustrato in Fig.( 2.2). Figura 2.2 Indichiamo con  i dieomorsmi che danno luogo alle trasformazioni di Weyl della metrica  : g ! g; g ab(0) = e2!() @c @0c @d @0b gcd(): (2.15) Possiamo denire la misura di Fadeev-Popov FP come 1 = FP (g) Z  d  (g ?? g); (2.16) 52 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA dove  d  è la misura gauge invariante del gruppo diff  Weyl e con la funzione delta abbiamo imposto che gab() = g ab(). Inserendo la (2.16) in (2.14), otteniamo Z = Z  d dxdg  VdiffWeyl FP (g) (g ?? g) e??SP [x;g] = = Z  d dx VdiffWeyl FP (g) e??SP [x0;g]: (2.17) dove abbiamo indicato con x0 le nuove coordinate dopo avere eettuato l'integrazione della delta. Sapendo che FP è gauge invariante FP (g)??1 = Z [d0](g ?? g0 ) = Z [d0](g ?? g??1??0 ) = Z [d00](g ?? g00 ) = FP (g)??1; (2.18) come anche la misura d'integrazione [dx ] e l'azione SP [x0; g], otteniamo Z = Z [ddx] VdiffWeyl FP e??SP [x;g]: (2.19) L'integrando in (2.19) dipende solo da  e, quindi, l'integrazione su  corrisponde proprio al volume del gruppo. La (2.19) è una somma su tutte le geometrie (Fig.( 2.3)): al termine di ordine g corrisponde il multitoro con g manici (ontopologramma PAnSTRINGA STRINGA già STRINGA CataSTRINGA STRINGrammy STRINGA ResynSTRINGA INTERSTRINGrammA Singolarità STRINGA INTERSTRINGA STRINGABgrammy stringXSTRINGA stringheventy non-essere-STRINGA STRINGrammA STRINGABgrundy non-essere stringXSTRINGA è tachionty stringavuotontySTRINGAspaziotemporale

l'ampiezza si comporta come una sinusoide di lunghezza d'onda del punto di sella. GP essere. È nullonty già essere spaziale matemaspaziotemporalessere è CAtagrammy gramma grammabgrundinfinitesimonty ResynINFINITEsimontygrammy ontopologynphynitesimontygramma grammastringaquarkFinnegan's Wake di J. Joyce). L'azione di queste due forze si manifesta solo su scala sub-atomica. La forza elettromagnetica è responsabile dell'interazione tra il campo e gli oggetti che possiedono carica elettrica. Inne la gravità, la forza più debole rispetto alle altre tre, fu la prima forza fondamentale identicata storicamente, descritta inizialmente da Newton attraverso la teoria della gravitazione universale e in seguito dalla relatività generale di Einstein. A queste quattro forze sono associate delle particelle che possono essere viste come i quanti dei rispettivi campi, mediatrici dell'interazione [16]: per le forze nucleari abbiamo i bosoni di gauge deboli e i gluoni, per la forza elettromagnetica i fotoni e per la gravità, i gravitoni. L'esistenza delle prime tre particelle è stata vericata sperimentalmente mentre l'ultima è stata solamente ipotizzata. Negli anni '60 S. Glashow, A. Salam e S. Weinberg hanno ipotizzato una teoria in grado di descrivere le forze deboli e elettromagnetiche in un unico schema noto come teoria elettrodebole, che fu vericata dall'esperimento UA(1) condotto da C. Rubbia nel 1983 al CERN di Ginevra. La forza forte è descritta dalla cromodinamica quantistica e insieme alla teoria elettrodebole forma il Modello Standard, le cui previsioni sono state vericate con precisione no a 1011 [16]. Il Modello Standard, però, non può essere considerato come una teoria com- 48 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA pleta perché andando verso la scala di Planck1, deve esistere una teoria quantistica della gravità. La relatività, come detto, non è in grado di descriverla a causa delle violente uttuazioni quantistiche che si vericano [16] [18]. Veneziano, Nambu, Polyakov, Green, Schwarz, Witten, Polchinsky e molti altri hanno formulato una teoria in grado di conciliare la meccanica quantistica, che spiega fenomeni atomici, con la relatività generale, che, invece, spiega le proprietà di dell'universo su larga scala, nota come Teoria delle Stringhe. Si ipotizza che la Teoria delle Stringhe, contenga il Modello Standard e possa essere la teoria nale che descrive in un solo ambito tutte le forze e le particelle (Teoria del Tutto) [16]. 2.2 Funzione di partizione di stringa bosonica Le stringhe sono oggetti unidimensionali che hanno una lunghezza caratteristica dell'ordine della lunghezza di Planck. Alla struttura e al modo di vibrare di una stringa, corrispondono diverse particelle elementari, allo stesso modo in cui ad una certa vibrazione di una corda di un violino corrisponde una nota. Quindi mentre nella teoria dei campi si prende in considerazione una particella, che è una entità zero-dimensionale e che muovendosi da origine alla linea d'universo, nella teoria delle stringhe consideriamo oggetti uni-dimensionali, i quali spostandosi spazzano un area detta world-sheet o supercie d'universo Fig.( 2.1). Figura 2.1 Le stringhe possono essere aperte o chiuse. Una stringa chiusa è una stringa stringravità

è Topologydiagramma strinGravity STRINGravità. La relatività, come detto, non è in grado di descriverla a causa delle violente uttuazioni quantistiche che si vericano [16] [18]. Veneziano, Nambu, Polyakov, Green, Schwarz, Witten, Polchinsky e molti altri hanno formulato una teoria in grado di conciliare la meccanica quantistica, che spiega fenomeni atomici, con la relatività generale, che, invece, spiega le proprietà di dell'universo su larga scala, nota come Teoria delle Stringhe. Si ipotizza che la Teoria delle Stringhe, contenga il Modello Standard e possa essere la teoria nale che descrive in un solo ambito tutte le forze e le particelle (Teoria del Tutto) [16]. 2.2 Funzione di partizione di stringa bosonica Le stringhe sono oggetti unidimensionali che hanno una lunghezza caratteristica dell'ordine della lunghezza di Planck. Alla struttura e al modo di vibrare di una stringa, corrispondono diverse particelle elementari, allo stesso modo in cui ad una certa vibrazione di una corda di un violino corrisponde una nota. Quindi mentre nella teoria dei campi si prende in considerazione una particella, che è una entità zero-dimensionale e che muovendosi da origine alla linea d'universo, nella teoria delle stringhe consideriamo oggetti uni-dimensionali, i quali spostandosi spazzano un area detta world-sheet o supercie d'universo Fig.( 2.1). Figura 2.1 Le stringhe possono essere aperte o chiuse. Una stringa chiusa è una stringa che non ha punti nali, come un cerchio, mentre una stringa aperta ha due punti nali 1Per lunghezza di Planck si intende la distanza alla quale la gravità diviene dello stesso ordine di grandezza delle altre interazioni. 49 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA ed è topologicamente equivalente a un intervallo lineare. La stringa risolve i problemi di divergenza ultravioletta a fronte dell'introduzione di un numero innito di particelle. La quantizzazione della Teoria di Stringa Bosonica può essere eettuata sia nello schema canonico nel cono di luce o in modo covariante, che nel formalismo dell'integrale sui cammini. 2.2.1 Quantizzazione mediante formalismo degli integrali sui cammini Al ne di studiare l'azione sul world-sheet, prendiamo inizialmente in considerazione la lagrangiana per una particella relativistica per poi generalizzarla al nostro caso. In uno spazio a D dimensioni, possiamo descrivere il moto di una particella dando la sua posizione in termini di D-1 funzioni del tempo, x(t). Anché sia valida l'invarianza di Lorentz, introduciamo il tempo proprio  , ovvero il tempo misurato da un orologio in un sistema di riferimento solidale con la particella, che descrive il moto nello spazio-tempo da D funzioni X( ). L'azione di una particella relativistica è S = 􀀀m Z d  􀀀 _X  X 1=2 (2.1) che risulta essere proporzionale alla lunghezza della linea d'universo, che coincide con quella misurata nel sistema di riferimento proprio. La variazione dell'equazione (2.1), integrando per parti, è S = 􀀀m Z d u  X (2.2) dove u = _X   􀀀 _X  _X 1=2 : (2.3) L'azione (2.1) non è lineare dato che contiene una radice quadrata e risulta, quindi, dicile da quantizzare. Inoltre non descrive particelle a massa nulla. Introduciamo un campo ausiliario e(t), in modo da ottenere S0 = 1 2 Z d  􀀀 1 e @X @ @X @  + m2 e  : (2.4) Dall'equazione del moto per e(t) otteniamo S0 e = 0 ) e = s 􀀀 _X  _X m2 ; (2.5) che sostituito nell'equazione (2.4) restituisce nuovamente la (2.1). Osservando che il momento coniugato della particella è p = @L @ _X  = 􀀀 _X  e ; (2.6) 50 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA le equazioni del moto di e equivalgono alla condizione di mass shell p2 + m2 = 0. Inoltre per m = 0 l'azione (2.4) è ancora valida. Essendo le stringhe oggetti unidimensionali, lo spazio in cui sono descritte richiede, oltre al tempo proprio  , anche un parametro aggiuntivo  che descriva la coordinata lungo la stringa. Le funzioni X( ,) descrivono le stringhe, denendo la forma del world-sheet preso in considerazione. L'azione di Nambu-Goto [17], cioè l'azione proporzionale all'area del foglio d'universo, è SNG = 􀀀T Z M dd p det gab (2.7) dove T = 1=(2 0) è la tensione di stringa ([T] = L􀀀2), 0 è la pendenza di Regge, gab = @aX@bX è la metrica indotta sul world-sheet e M indica il foglio d'universo. Esplicitando il determinante della metrica, possiamo riscrivere l'equazione (2.7) come SNG = 􀀀T Z M dd r _X  X0 2 􀀀 _X 2X02: (2.8) Notiamo che, anche in questo caso, compare una radice quadrata. Possiamo riscrivere l'azione di Nambu-Goto introducendo la metrica bidimensionale sul world-sheet [19] ab(; ), con la segnatura di Lorentz (–,+): SP = 􀀀 T 2 Z M dd p 􀀀

ab@aX@bX; (2.9) dove = det ab. La (2.9) è detta azione di Brink-Di Vecchia-Howe-Deser-Zumino o di Polyakov e come vedremo gioca un ruolo cruciale nel calcolo del path integral [20] [21]. L'azione (2.9) ha le seguenti simmetrie:  invarianza di Poincaré2 X0(; ) =  X(; ) + a

0 ab(; ) = ab(; ); (2.10)  invarianza per dieomorsmi del world-sheet X0( 0; 0) = X(; ); @0c @a @0d @b 0 cd = ab(; ); (2.11) per nuove coordinate 0 = 0(; ),  0 =  0(; ).  invarianza bidimensionale di Weyl X0(; ) = (X(; );

0 ab(; ) = e2!(;) ab(; ) (2.12) per un !(; ) arbitrario. 2Il gruppo di Poincarè è costituito dal gruppo di Lorentz e dal gruppo delle traslazioni. 51 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Vogliamo calcolare la funzione di partizione per la stringa bosonica, ovvero la Z = Z dgab dx e􀀀SP [x;g]; (2.13) dopo aver fatto la rotazione di Wick dalla metrica ab alla metrica Euclidea gab(1; 2) di segnatura (+; +). L'integrale su tutte le congurazioni (x; gab) contiene un enorme sovrastima, in quanto congurazioni collegate tra loro dalla simmetria locale diffWeyl, rappresentano la stessa congurazione sica. Per evitare ciò dobbiamo dividere per il volume del corrispondente gruppo Z = Z dgabdx VdiffWeyl e􀀀Sp ; (2.14) e utilizzare il metodo di Fadeev-Popov. Nel caso, infatti, in cui l'azione presenti delle simmetrie, esistono modi nulli, e una integrazione su tutte le congurazioni del campo darebbe 1. Il metodo di Fadeev e Popov ci permette di ssare il gauge, integrando su una curva tale che intersechi ogni classe di equivalenza di gauge una sola volta, come illustrato in Fig.( 2.2). Figura 2.2 Indichiamo con  i dieomorsmi che danno luogo alle trasformazioni di Weyl della metrica  : g ! g; g ab(0) = e2!() @c @0c @d @0b gcd(): (2.15) Possiamo denire la misura di Fadeev-Popov FP come 1 = FP (g) Z  d  (g 􀀀 g); (2.16) 52 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA dove  d  è la misura gauge invariante del gruppo diff  Weyl e con la funzione delta abbiamo imposto che gab() = g ab(). Inserendo la (2.16) in (2.14), otteniamo Z = Z  d dxdg  VdiffWeyl FP (g) (g 􀀀 g) e􀀀SP [x;g] = = Z  d dx VdiffWeyl FP (g) e􀀀SP [x0;g]: (2.17) dove abbiamo indicato con x0 le nuove coordinate dopo avere eettuato l'integrazione della delta. Sapendo che FP è gauge invariante FP (g)􀀀1 = Z [d0](g 􀀀 g0 ) = Z [d0](g 􀀀 g􀀀1􀀀0 ) = Z [d00](g 􀀀 g00 ) = FP (g)􀀀1; (2.18) come anche la misura d'integrazione [dx ] e l'azione SP [x0; g], otteniamo Z = Z [ddx] VdiffWeyl FP e􀀀SP [x;g]: (2.19) L'integrando in (2.19) dipende solo da  e, quindi, l'integrazione su  corrisponde proprio al volume del gruppo. La (2.19) è una somma su tutte le geometrie (Fig.( 2.3)): al termine di ordine g corrisponde il multitoro con g manici (Fig.( 2.3)). Figura 2.3 Siamo interessanti al caso ad 1-loop, cioè alla supercie con la topologia del toro. Possiamo pensare a un toro come un parallelogramma nel piano w, dove w = 1 + 2, con metrica d2s = dwd  w e con condizioni periodiche w  w + m + n: (2.20) Il parametro  è noto come parametro di Teichmüller o modulo del toro e si può sempre scegliere con Im( ) > 0. Il toro inoltre piastrella un reticolo generato dai vettori 1 e  . Altrimenti possiamo ssare la periodicità delle coordinate, a scapito 53 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA d(ella metrica, come illustrato in Fig.( 2.4). Scrivendo w = w1 + iw2, abbiamo w1  w1 + m + n1 w2  w2 + n2 . Deniamo w = 1 + 2 = 1 +  12 + i 22 (2.21) dove ( 1 = w1 􀀀 1 2w2 2 = 1 2w2: (2.22) Le equazioni (2.22) portano alle identicazioni 1  1 + m 2  1 + n (2.23) con metrica ds2 = jd1 + d2j2. Figura 2.4 Dobbiamo comunque dire che non tutti i valori di  nel semipiano superiore complesso corrispondono a tori inequivalenti. Piuttosto, tutti i valori relativi al gruppo modulare PSL(2; Z) = SL(2; Z)=Z2 agiscono su  come  ! a + b c + d ; (2.24) dove a; b; c; d 2 Z e ad 􀀀 bc = 1. Le trasformazioni ( S :  7! 􀀀1  T :  7!  + 1 (2.25) generano il gruppo modulare. Possiamo, quindi, denire una regione fondamentale F, mostrata in Fig.( 2.5), nella quale ogni  nel semipiano complesso positivo può essere ottenuto unicamente come una trasformazione modulare agente su qualche  2 F. 54 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Figura 2.5 Consideriamo ora x e gab funzioni periodiche di 0 < 1 < 1 e 0 < 2 < 1: ( x(1 + 1; 2) = x(1; 2 + 1) = x(1; 2) gab(1 + 1; 2) = gab(1; 2 + 1) = gab(1; 2): (2.26) Qualsiasi metrica, che rispetti in due dimensioni, si può porre nella forma ds2 = gabdadb = e()jd1 + d2j2; (2.27) attraverso una Trasformazione Generale di Coordinate, con  un numero complesso e, come già detto, Im( ) > 0. Qualsiasi variazione della metrica è pari alla somma di una trasformazione di Weyl, di una trasformazione generale di coordinate e una variazione di  [22] gab() = gab () + a;b() + b;a() + gab;i() i; (2.28) dove 1 = Re( ),2 = Im( ). Sapendo che l'integrale sulla metrica si separa in un integrale sul gruppo di Weyl, un integrale sul gruppo delle coordinate generali e un integrale su  , dobbiamo tener conto anche dello Jacobiano, di modo che [23] dg = (dd)0d2J(;  ); (2.29) dove l'apice indica la misura priva di modi nulli. Infatti le variazioni ( a() = a () = 􀀀a@a() (2.30) per a costante danno gab = 0. Deniamo le metriche per piccole variazioni nei campi 8>>>< >>>: jjgjj2 = R d2 p g(gacgbd + Cgabgcd)abcd jjjj2 = R d2 p g2 jjjj2 = R d2 p ggabab jjxjj2 = R d2 p gxx (2.31) 55 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA dove C è una costante arbitraria. Deniamo ora, implicitamente, la normalizzazione delle misure in termini degli integrali gaussiani 8>>>>>>< >>>>>>: R dge􀀀jjgjj2=2 = 1 R de􀀀jjjj2=2 = 1 R de􀀀jjjj2=2 = 1 R dxe􀀀jjxjj2=2 = 1 R d2e􀀀ii R d2p g=2 = R 2 d2g p g (2.32) dove d2 = d1d2. Considerando le condizioni (2.30), possiamo scrivere [23] dd = (dd)0d1d2 (2.33) e jjjj2 = Z d2 p g() = = Z d2 p g() 0 + Z d2 p g(􀀀a@a)(􀀀b@b) (2.34) jjjj2 = Z d2 p qgabab = = Z d2 p ggab(ab) 0 + Z d2 p ggab(ab): (2.35) Moltiplicando entrambi i lati per la quantità e􀀀jjjj2=2􀀀jjjj2=2 e integrando, otteniamo 1 = Z d1d2e􀀀1 2 R d2 p ggabab@a@b) Z (dd) 0 e􀀀jjjj2=2􀀀jjjj2=2: (2.36) Anche per lo Jacobiano J(;  ), moltiplichiamo entrambi i lati dell'equazione (2.28) per la quantità e􀀀jjgjj2=2 e integriamo, ottenendo così 1 = J(;  ) Z (dd)0d2ejjgjj2=2; (2.37) dove jjgjj2 =  ai  M 2 4   j 3 5: (2.38) La matrice M conviene scriverla come un prodotto M = J N JT (2.39) 56 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA con J = 2 4 1 0 0 􀀀Da a c 0 1 2gefgef;i 0 ik 3 5 (2.40) N = 2 4 2 + 4C 0 0 0 2c d 􀀀2Dei e c 0 2k edDe kefl ef 3 5 (2.41) JT = 2 4 1 Db 1 2gefgef;i 0 d b 0 0 0 lj 3 5 (2.42) dove c d = 􀀀c dD2 􀀀 DdDc + DcDd e iab = gab;i 􀀀 1 2gabgcd 􀀀 gcd;i. Procediamo calcolando il det(M): notiamo che il termine 􀀀2Dei e c è nullo e quindi, essendo la matrice M triangolare superiore, il determinante sarà det(M) = det(2 + 4C) det(2c d) det(kefl ef ). Nel caso del toro, poiché i simboli di Christoel sono nulli, possiamo scrivere 2c d = 2[􀀀c d@2􀀀@d@c +@c@d] = 􀀀2c d@2. Inne il termine kefl ef è kefl ef =  @kgef 􀀀 1 2 gefgcd@kgcd  gefgf  Dlg 􀀀 1 2 g g @lg   = = @kg @lg 􀀀 1 2 g @kg g @lg  􀀀 1 2 g @lg gcd@kgcd + 1 2 gcd@kgcdg @lg : Perciò il determinante dei tre termini è det(N) = det(2 + 4C) det(􀀀2c d@2) det(kefl ef ) = = det(2 + 4C) det(􀀀c d@2@kg @lg + c d@2g @kg g @lg  + c d@2g @lg gcd@kgcd􀀀 􀀀 1 2 c d@2gcd@kgcdg g g @lg ) = = det(2 + 4C) det(g @2) det( 􀀀 􀀀2c d@k@lg + c d@kg g @lg  + c dg @lgcd@kgcd􀀀 􀀀 1 2 c dgcd@kgcdg g @lg   = = det(2 + 4C)det 0 [􀀀2d c gab@a@b] 2  2 2 Inoltre det(J) = det 2 4 1 0 0 􀀀Da a c 0 1 2gefgef;i 0 ik 3 5 = 1  det  a c 0 0 ik  = 1; (2.43) allora possiamo riscrivere l'equazione (2.37) come 1 = R 2 d2 p g (detQab) 1 2 2 1 det(M) J(;  ) = = (detQab) 1 2 R d2 p g J(;  ) 1 det(M) : (2.44) 57 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Osservando che det(M) = det(J) det(N) det(JT ) = det(N), l'equazione (2.44) è 1 = (detQab) 1 2 R d2 p g det(N) 1 2 J(;  ) ) J(;  ) = R d2 p g (det(Qab) 1 2 det(N) 1 2 : (2.45) Procediamo considerando l'integrazione su x, che può essere separata come x() = x + x0 (); (2.46) dove x0() è ortogonale alla costante. Possiamo inoltre denire Z dx0 ejjxjj2=2 = R d2p g 2 1 2 : (2.47) Sapendo che dx = dxdx0 e che l'integrazione su x0 diverge, poniamo il sistema in una scatola periodica di dimensioni d e con lati di lunghezza L. Quindi otteniamo Z dxe􀀀T 2 R d2 p ggab@ax@bx = Y  L nR 2 d2p g det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b o􀀀d 2 : (2.48) Riscriviamo l'equazione (2.14) come Z = Z dgabdx VGCVW e􀀀T 2 R d2 p ggab@ax@bx = = Z (dd)0d2 VGCVW J(;  ) Y  L R 2 d2 p g det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2 : (2.49) Dall'equazione (2.45), Z è Z = Z (dd)0d2 VGCVW R d2 p g (detQab) 1 2 (det 0N) 1 2 Y  L R 2 d2 p g det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2 = = Z (dd)0d2 VGCVW Y  L  (det 0N) 1 2 ( Z d2 p g)1+d 2 (detQab)􀀀1 2 (2)􀀀d 2 det 0 (􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2  : (2.50) Il volume del gruppo di Weyl è proprio R d, mentre il gruppo delle coordinate generali è la componente connessa moltiplicata per un gruppo D di trasformazioni disconnesse che lasciano invariate le condizioni (2.30). Una scelta di gauge ssa alcune delle trasformazioni e rimane invariata in un sottogruppo ~D. Il determinante di Fadeev-Popov contiene un fattore order(D)=order(~D ). Sapendo che il VGC contiene un fattore order(D), il denominatore è [23] VGCVW ! order(~D) Z d Z d: (2.51) Al ne di eliminare l'integrazione su  e  tra numeratore e denominatore dobbiamo considerare che: 58 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA  i volumi delle integrazioni complete ( R dd) e ristrette( R (dd)0d1d2) sono collegate in quanto l'intervallo d'integrazione di 1 e 2 è da 0 a 1, infatti Z dd = Z (dd)0 Z 1 0 d1 Z 1 0 d2 = Z (dd)0 (2.52)  la quantità  (det 0N) 1 2 ( Z d2 p g)1+d 2 (detQab)􀀀1 2 (2)􀀀d 2 det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2  (2.53) nell'equazione (2.50) è indipendente da . Ogni dipendenza emerge dall'anomalia conforme. Questa è una proprietà locale e, a prescindere dalla topologia, vale   ln  (det 0N) 1 2 ( Z d2 p g)1+d 2 (detQab)􀀀1 2 (2)􀀀d 2 det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2  = = 26 􀀀 d 96 @2 + (2 􀀀 2)e; (2.54) come dimostrato da Polyakov [22]. Il primo termine si annulla nella dimensione critica d = 26, mentre nel secondo, la somma di tutti i contributi quantistici 2 può essere cancellato con una scelta appropriata di 2. Questo è naturale nella dimensione critica, poiché il gruppo di Weyl è una simmetria esatta. Quindi possiamo eliminare l'integrazione su  e  e porre () = 0 nell'equazione (2.50). Eettuando i calcoli: 8>>>>>>>>>>>>>>>< >>>>>>>>>>>>>>>: Z d2 p g = 2; detQab =  4 2 ; (det 0 N) 1 2 = (det[2 + 4C]) 1 2 (det 0 [􀀀2d c gab@a@b]) 1 2 2  2 2 ; (det 0 [􀀀2d c gab@a@b]) 1 2 = det 0 [􀀀2gab@a@b] = = det 0 (2)det 0 (􀀀gab@a@b) = = 1 2 det(2) det 0(􀀀gab@a@b); det 0 (􀀀T p g􀀀1@agabp g@b) = det 0 (􀀀gab@a@b) det(T) T : (2.55) Per calcolare il determinante di (􀀀gab@a@b), facciamo uso del metodo detto  Zeta Function Regularitation  [15]: consideriamo un operatore A con autovalori reali e positivi a1;    ; an e autofunzioni fn(x) Afn(x) = anfn(x): (2.56) 59 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Deniamo A(s) = X n 1 an s (2.57) come la  􀀀 function associata all'operatore A. Notiamo che dA(s) ds s=0 = 􀀀 X n ln(an) e􀀀san s=0 = 􀀀ln Y n an  ; (2.58) la quale possiamo scrivere anche come det(A) = Y n an = e􀀀 dA(s) ds js=0: (2.59) Nel caso che stiamo considerando, il laplaciano agisce sullo scalare come  = gab@a@b: (2.60) Le basi ortonormali per il campo scalare sono date dal set completo di autofunzioni X 0 () = X n1n2 0 an1n2 n1n2(a); n1n2(a) = 1 p 2 e2i(n22+n11): (2.61) Il set di autovalori è !n1n2 = 4 2 (gabnanb) = 42 2 2 jn2 􀀀 n1j2 (2.62) Riprendendo il metodo della zeta function regularization, ciò che dobbiamo calcolare è [15] ln det 0  Y+1 n1=􀀀1 Y+1 n2=􀀀1 !n1n2  = = ln det 0 () = X n1n2 0 ln h42  2 (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) i : (2.63) Considerando l'equazione (2.57), abbiamo 􀀀lim s!0 d ds X n1n2 0 h42  2 (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) i􀀀s (2.64) Il termine n1 = n2 = 0 è incluso nella somma innita, introducendo un regolatore di massa infrarosso, m, per i modi zero. Quindi ln det 0  = 􀀀lim s!0 lim m!0 n d ds h42 2 2 􀀀sX n1n2  (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) + m2 􀀀 m2 io = = 􀀀lim s!0 lim m!0 n d ds h42 2 2 􀀀sX n1n2 􀀀 (n2 􀀀 n1 )(n2 􀀀 n1 ) + m2􀀀s 􀀀  42m2 2 2 􀀀sio (2.65) 60 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Per calcolare più facilmente l'equazione (2.65), la separiamo momentaneamente in due parti  lim m!0 lim s!0 d ds h42m2 2 2 i􀀀s = lim m!0 lim s!0 h42m2 2 2 􀀀s ln 42m2 2 2 􀀀1i = 2 ln 2 (2.66)  Mediante opportune manipolazioni algebriche, (n2 􀀀 n1 )(n2 􀀀 n1 ) = (n2 􀀀 n11)2 + n12 2, possiamo scrivere X+1 n1=􀀀1 X+1 n2=􀀀1  (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) + m2); (2.67) come X+1 n1=􀀀1 X+1 n2=􀀀1  (n2 􀀀 n11)2 + x2 ; (2.68) dove x2 = n1 22 2+m2. Calcoliamo la sommatoria su n2 tramite trasformazione di Sommerfeld-Watson. Dal teorema dei Residui X+1 n􀀀1 [n2 + x2]􀀀s = I P n Cn dz 2i  tan(z)(z2 + x2)􀀀s; (2.69) dove Cn è un cerchio che circonda il polo a z = n in senso orario. Il contorno può essere deformato senza contenere nessuna nuova singolarità all'interno delle linee di contorno, C, dove la linea C+, che va da 1+ i a 􀀀1 + i, è connessa smoothly con la linea C􀀀, che va da 􀀀1􀀀i a 1􀀀i. Altrimenti possiamo scegliere di chiudere i contorni C+ e C􀀀, rispettivamente, sopra e sotto il semipiano immaginario, lungo un cerchio di raggio innito. Notiamo che l'integrando ha poli isolati nel piano complesso nei punti z = ix. Facendo la seguente sostituzione Per Im(z) > 0; cot(z) i = 2eiz eiz 􀀀 e􀀀iz 􀀀 1 Per Im(z) < 0; cot(z) i = 􀀀 2eiz eiz 􀀀 e􀀀iz 􀀀 1 (2.70) otteniamo X+1 n2  (n2 􀀀 n11)2 + x2􀀀s = I C+ dz  eiz eiz 􀀀 e􀀀iz 􀀀 1 2   (z 􀀀 n11)2 + x2 􀀀s + + I C􀀀 dz  􀀀 e􀀀iz eiz 􀀀 e􀀀iz + 1 2  (z 􀀀 n11)2 + x2 􀀀s (2.71) Anche in questo caso, calcoliamo gli integrali nell'equazione (2.71) in due parti 61 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA  I1(s; x) = 1 2 Z C􀀀 dz 􀀀 Z C+ dz  (z 􀀀 n11)2 + x2]􀀀s = = x􀀀2s+1 Z +1 􀀀1 du (u2 + 1)􀀀s : (2.72) Ponendo 8>< >: t = u2 dt = 2udu p t = u , otteniamo I1(s; x) = x􀀀2s+1 Z +1 0 dt t􀀀1 2 (1 + t)s (2.73) Sapendo che B(p; q) = R +1 0 tp􀀀1 (1+t)p+q = 􀀀(p)􀀀(q) 􀀀(p+q) , allora l'integrale in (2.73) è I1(s; x) = B 1 2 ; s 􀀀 1 2  = sen(s) p  􀀀  1 􀀀 s  􀀀  s 􀀀 1 2  (2.74) Eettuando la derivata e i limiti, otteniamo lim s!0 lim m!0 d ds  x􀀀2s+1 sin(s) p  􀀀  1 􀀀 s  􀀀  s 􀀀 1 2  = = lim m!0   p  􀀀  1  􀀀 1 2  x  = = lim m!0 􀀀 􀀀2x  = = 􀀀2n12: (2.75) DPobbiamo ora considerare la sommatoria per n1. Sapendo che (􀀀s) = n ns = 􀀀Bs+1 s+1 , otteniamo 􀀀4  2 X+1 n1=0 n1 = 􀀀4  2 (􀀀1) = 4  2 B2 2 = 1 3  2; (2.76) dove B2(q) = q2 􀀀 q + 1 6 .  Consideriamo l'integrale nel semipiano superiore I2(s; z) = Z C+ dz eiz eiz 􀀀 e􀀀iz h (z 􀀀 n11)2 + x2 i􀀀s (2.77) Il risultato dell'integrale è noto [25] e denendo il contorno intorno al taglio che parte da x e va a +1 I2(s; y) = 􀀀2 sin(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (y + in11)2 􀀀 x2 i􀀀s : (2.78) 62 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Deriviamo d ds I2(s; y) = 􀀀 2  cos(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (y + in11)2 􀀀 x2 i􀀀s 􀀀 􀀀 2  sin(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (y + in11)2 􀀀 x2 i􀀀s ln  (y + in11)2 􀀀 x2 (2.79) e facciamone il limite lim s!0 d ds I2(s; y) = 􀀀2  Z +1 x􀀀in11 dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y = 􀀀2 ln h 1 􀀀 e􀀀2(x􀀀in11) i : (2.80) Similmente, per il semipiano inferiore, denendo il contorno intorno al taglio che va da 􀀀x a 􀀀1, abbiamo I3(s; y) = 􀀀 Z C􀀀 dz e􀀀iz eiz 􀀀 e􀀀iz h (z 􀀀 n11)2 + x2 i􀀀s = 􀀀2 sin(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (z + n11)2 􀀀 x2 i􀀀s (2.81) Anche in questo caso, deriviamo e facciamo il limite, così da ottenere lim s!0 d ds I3(s; y) = 􀀀2  Z +1 x􀀀in11 dz e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y = = 􀀀2 ln h 1 􀀀 e􀀀2(x􀀀in11) i : (2.82) Quindi in denitiva abbiamo S = 􀀀 2 3 + 4 X+1 n1=1 ln h 1􀀀e2in11 i 􀀀 lim m!0 h m+2 ln(2m) 􀀀 2 ln  1􀀀e􀀀2m i (2.83) Sviluppando e􀀀2m  1 􀀀 2m, otteniamo S = 􀀀 2 3 + 4 X+1 n1=1 ln h 1 􀀀 e2in11 i 􀀀 lim m!0 h m + 2 ln(2m) 􀀀 2 ln(1 􀀀 1 + 2m) i = = 􀀀 2 3 + 4 X+1 n1=1 ln h 1 􀀀 e2in11 i : (2.84) Considerando anche il contributo di (2.66), segue eln(2 2)􀀀 2 3 +4 P+1 n1=1 ln[1􀀀exp(2in11)] = 2 2 e􀀀2 3 Y+1 n=1 (1 􀀀 qn1)4 (2.85) 63 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA dove q = e2i . Quindi il determinante di 􀀀gab@a@b vale [23] det 0 (􀀀gab@a@b) =  2 2 e􀀀2=3jf(e2i )j4 (2.86) dove f(e2i ) = Q1 n=1(1 􀀀 e2i ). Poiché ogni  nel semipiano immaginario superiore può essere ottenuto come una trasformazione modulare agente su qualche  2 F, rimane una sola doppia invarianze di gauge 1 ! 􀀀1 2 ! 􀀀2 (2.87) cosicché order(~D) = 2. Considerando d = 26, l'equazione (2.50) può essere riscritta Z = Z ddd2 VGCVW Y  L  (detN) 1 2 ( Z d2 p g)14(detQab)􀀀1 2 (2)13 det(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀13: (2.88) Dalle equazioni (2.55) e (2.86), otteniamo Z = Z d2 Y  L  det(2+4C) 1 2 (det(2)) det(T)( 2 2 )􀀀14e42(2)􀀀13T􀀀13(jf(e2i )j4)􀀀12 (2.89) Sapendo che il determinante di una costante è un contributo a 2 e può essere eliminato [23], otteniamo inne Z = T13 Y  L Z F d2 4 2 2 e42(22)􀀀12jf(e2i )j􀀀48: (2.90) 2.2.2 Quantizzazione nel cono di luce Consideriamo ora la quantizzazione nel cono di luce. Variando l'azione di Polyakov rispetto ad X e ab, ricaviamo le azioni del moto dei campi di stringa X e della metrica gab:  S X = T Z dd@a  􀀀 p 􀀀

ab@bX  X 􀀀 T Z d p 􀀀 @XX = =0 : (2.91) 64 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA per le stringhe chiuse le coordinate che cancellano i termini di bordo sono 8>< >: X0 (; 0) = X0 (; ) X(; 0) = X(; )

ab(; 0) = (; ): (2.92) Quindi dall'equazione (2.91) abbiamo @a  p 􀀀

ab@bX  = 0: (2.93) La soluzione dell'operazione (2.93) può essere resa più immediata se si sceglie una gauge opportuna. Grazie all'invarianza sotto dieomorsmi dell'azione, possiamo introdurre un sistema di coordinate tali da rendere la metrica piatta a meno di un fattore conforme. infatti

ab = ab e =  􀀀1 0 0 1  e: (2.94) Questa metrica è detta Gauge Conforme. Perciò possiamo scrivere le equazioni del moto come  @2 @2 􀀀 @2 @ 2  X(; ) = 0: (2.95) L'equazione (2.95) è l'equazione delle onde bidimensionale, la cui soluzione è X(; ) = X L( + ) + X R( 􀀀 ): (2.96) Dalle condizioni di periodicità (2.92), otteniamo la soluzione per X L e X R X L( + ) = x 2 + 0 p( + ) + i p 2 0 2 X n6=0 ~  n e􀀀2in(+) X R( 􀀀 ) = x 2 + 0 p( 􀀀 ) + i p 2 0 2 X n6=0  n e􀀀2in(􀀀): (2.97) Quindi l'equazione (2.96) si può scrivere come X = x + 2 0 p + i p 2 0 2 X n6=0  n  n e􀀀2in(􀀀) + ~  n e􀀀2in(+)  : (2.98) Notiamo che X e P sono la posiazione e l'impulso del centro di massa della stringa, mentre ~  e ~  sono le ampiezze dei modi di Fourier sinistro e destro.  S  ab = T 2 p 􀀀

 1 2

 ab 􀀀 a b  @aX@bX = 0 (2.99) 65 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Il tensore energia impulso è denito come Tab = 􀀀 2 T 1 p 􀀀

S

ab =  @aX@bX 􀀀 1 2

ab@cX@cX  = 0 (2.100) Il tensore Tab gode delle seguenti proprietà 1. è simmetrico Tab = Tba 2. per l'equazione del moto (2.93) è nullo @aTab = 0 3. dall'invarianza sotto trasformazione di Weyl, ha traccia nulla Ta a = gabTab = 0 Una teoria di campo che ha un tensore energia impulso cone le proprietà precedentemente elencate è invariante conforme. L'azione (2.9) può essere riscritta come S = T 2 Z +1 􀀀1 d Z  0 d h (@tX)2 􀀀 (@X)2 i (2.101) e i vincoli (2.100) invece T11 = T00 = 1 2 ( _X 2 + X 02 ) T10 = T01 = _X X 0 = 0; (2.102) dove _X = @X @ e X0 = @X @ . Questi vincoli possono essere scritti nella forma equivalente di Fubini e Veneziano  _X  X 0 2 = 0: (2.103) Ponendo  =  , abbiamo X(+; 􀀀) = X L(+)+X R(􀀀), mentre i vincoli sul tensore Tab nelle nuove coordinate possono essere scritti come T++ = 1 2  T + T  = @+X@+X T􀀀􀀀 = 1 2  T 􀀀 T  = @􀀀X@􀀀X (2.104) Introduciamo i modi di Fourier, noti come operatori di Virasoro Lm = 1  0 Z 2 0 dT􀀀􀀀 eim(􀀀) = 1 2 X+1 􀀀1 m􀀀n  n ~L m = 1  0 Z 2 0 dT++ eim(+) = 1 2 X+1 􀀀1 ~ m􀀀n  ~ n: (2.105) 66 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Dalle condizioni (2.103) otteniamo i vincoli di Virasoro ( ~L m = 0 Lm = 0 8n 2 Z: (2.106) Questi vincoli imposti sull'hamiltoniana del sistema danno luogo alla condizione di mass-shell: dal momento canonico p = S  _X = T _X ; (2.107) possiamo scrivere H = Z  0 d  _X p 􀀀 L  = T 2 Z  0 d  _X 2 + X 02  ; (2.108) quindi H = 2 􀀀 ~L 0 + L0  : (2.109) I vincoli di Virasoro per n = 0 L0 = 1 2 X+1 n=􀀀1 􀀀n n = 0 ~L 0 = 1 2 X+1 n=􀀀1 ~ 􀀀n ~ n = 0 (2.110) implicano che H = 0. Dall'equazione (1.166) otteniamo le condizioni di mass-shell M2 = 2 0 X+1 n=􀀀1 ( 􀀀n n + ~ 􀀀n ~ n) (2.111) e di level matching X+1 n=􀀀1 􀀀n n = X+1 n=􀀀1 ~ 􀀀n ~ n: (2.112) A questo punto possiamo introdurre le coordinate del cono di luce X = X0  X1 p 2 (2.113) mentre le rimanenti coordinate Xi, con i 6= 0; 1 rimangono invariate. La simmetria locale della gauge conforme permette di ssare la cosiddetta gauge del cono di luce X+(;  ) = x+ + 2 0 p+: (2.114) 67 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Risolviamo i vincoli (2.104) esprimendo le coordinate X􀀀 in funzione delle coordinate trasverse @+X@+X = 􀀀2@+X+@+X􀀀 + (@+Xi)2 @􀀀X@􀀀X = 􀀀2@+X+@+X􀀀 + (@􀀀Xi)2: (2.115) Se sostituiamo @X+ = 0p+ nell'equazione (2.115) otteniamo 2 0 p+@+X􀀀 = (@+Xi)2 2 0 p+@􀀀X􀀀 = (@􀀀Xi)2: (2.116) Gli oscillatori nella direzione - possono essere espressi in termini di quelli trasversi m 􀀀 = 1 p 2 0p+ X+1 n=1 m􀀀n n: (2.117) Nelle coordinate di cono di luce le variabili classiche, come ad esempio le coordinate di stringa X, poiché vanno interpretate come operatori hermitiani agenti sullo spazio di Hilbert, obbediscono alle relazioni di commutazione h X(; ); P(; ) i = i( 􀀀  0 ) h x; p i = i h m; n i = h ~ m; ~ n i = mm+n  h m; ~n i = 0: (2.118) Dato che X è hermitiano, segue che 􀀀 n y = 􀀀n, cioè possiamo pensare a n come operatori di creazione, per n < 0, e distruzione, per n > 0, di oscillatori armonici. La quantizzazione richiede che gli operatori di Virasoro siano normalmente ordinati Lm = 1 2 X+1 􀀀1 : m􀀀n  n + a m;0; (2.119) cioè che tutti gli operatori di distruzione siano sulla destra. L'algebra di Virasoro è h Lm; Ln i = (m 􀀀 n) Lm+n + D 􀀀 2 12 m(m2 􀀀 1) m+n h ~L m; ~Ln i = (m 􀀀 n) ~Lm+n + D 􀀀 2 12 m(m2 􀀀 1) m+n h Lm; ~Ln i = 0: (2.120) Dai modi zero dell'equazione (2.115) otteniamo le condizioni 2p+p􀀀 = 4 0  L0 􀀀 D 􀀀 2 24  = 4 0  ~L 0 􀀀 D 􀀀 2 24  (2.121) 68 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA o, equivalentemente, 2p+p􀀀 = 2 0  L0 + ~L0 􀀀 D 􀀀 2 12  ; L0 = ~L0: (2.122) Il termine costante è dato dall'ordinamento degli operatori di Virasoro L0 e ~L0, identicando la divergenza, data dall'energia di punto zero, con un particolare valore della funzione  di Rienman, (􀀀1) = 􀀀 1 12 [26]. Estraendo da L0 e ~L0 i contributi dei momenti trasversi L0 = 0 4 pipi + N e ~L0 = 0 4 pipi + ~N ; (2.123) l'equazione (2.111) si può scrivere M2 = 2 0  N + ~N 􀀀 D 􀀀 2 12  ; ~N = N (2.124) che per D = 26 è M2 = 2 0  N + ~N 􀀀 2  ; ~N = N: (2.125) Ora è possibile studiarne lo spettro. Lo stato fondamentale (N = ~N= 0), j0; pi è un tachione con massa M2 = 􀀀 4 0 . Gli stati per N = ~N = 1 con M2 = 0, possono essere decomposti in rappresentazioni irriducibili di SO(D 􀀀 2) ed associati alle componenti siche di un tensore antisimemtrico Aij . La parte a traccia nulla hij può essere interpretata come i gradi di libertà di una particella di spin due, il gravitone, il cui campo h è associato alle uttuazioni della metrica g =  +h. La traccia ha un'interpretazione naturale come un campo scalare detto dilatone e la parte antisimmetrica è un campo di Kalb-Ramond. Quindi, come detto in precedenza, i modi di vibrazione della stringa bosonica hanno numero quantici di massa e spin crescenti. Ora vediamo come la funzione di partizione, calcolata in precedenza tramite i path integral, sia in realtà la somma delle energie di vuoto delle innite particelle che compongono lo spettro della stringa. Procediamo, quindi, considerando l'analogo calcolo in teoria dei campi. L'energia di vuoto di un campo scalare in D dimensioni, a cui corrisponde l'energia di vuoto STRINGA STRINGA Superstring String, PhysiString

matemagramma diagrammaStringaGraviSTRINGA BOSONICA pleta perché andando verso la scala di Planck1, deve esistere una teoria quantistica della gravità. La relatività, come detto, non è in grado di descriverla a causa delle violente uttuazioni quantistiche che si vericano [16] [18]. Veneziano, Nambu, Polyakov, Green, Schwarz, Witten, Polchinsky e molti altri hanno formulato una teoria in grado di conciliare la meccanica quantistica, che spiega fenomeni atomici, con la relatività generale, che, invece, spiega le proprietà di dell'universo su larga scala, nota come Teoria delle Stringhe. Si ipotizza che la Teoria delle Stringhe, contenga il Modello Standard e possa essere la teoria nale che descrive in un solo ambito tutte le forze e le particelle (Teoria del Tutto) [16]. 2.2 Funzione di partizione di stringa bosonica Le stringhe sono oggetti unidimensionali che hanno una lunghezza caratteristica dell'ordine della lunghezza di Planck. Alla struttura e al modo di vibrare di una stringa, corrispondono diverse particelle elementari, allo stesso modo in cui ad una certa vibrazione di una corda di un violino corrisponde una nota. Quindi mentre nella teoria dei campi si prende in considerazione una particella, che è una entità zero-dimensionale e che muovendosi da origine alla linea d'universo, nella teoria delle stringhe consideriamo oggetti uni-dimensionali, i quali spostandosi spazzano un area detta world-sheet o supercie d'universo Fig.( 2.1). Figura 2.1 Le stringhe possono essere aperte o chiuse. Una stringa chiusa è una stringa che non ha punti nali, come un cerchio, mentre una stringa aperta ha due punti nali 1Per lunghezza di Planck si intende la distanza alla quale la gravità diviene dello stesso ordine di grandezza delle altre interazioni. 49 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA ed è topologicamente equivalente a un intervallo lineare. La stringa risolve i problemi di divergenza ultravioletta a fronte dell'introduzione di un numero innito di particelle. La quantizzazione della Teoria di Stringa Bosonica può essere eettuata sia nello schema canonico nel cono di luce o in modo covariante, che nel formalismo dell'integrale sui cammini. 2.2.1 Quantizzazione mediante formalismo degli integrali sui cammini Al ne di studiare l'azione sul world-sheet, prendiamo inizialmente in considerazione la lagrangiana per una particella relativistica per poi generalizzarla al nostro caso. In uno spazio a D dimensioni, possiamo descrivere il moto di una particella dando la sua posizione in termini di D-1 funzioni del tempo, x(t). Anché sia valida l'invarianza di Lorentz, introduciamo il tempo proprio  , ovvero il tempo misurato da un orologio in un sistema di riferimento solidale con la particella, che descrive il moto nello spazio-tempo da D funzioni X( ). L'azione di una particella relativistica è S = 􀀀m Z d  􀀀 _X  X 1=2 (2.1) che risulta essere proporzionale alla lunghezza della linea d'universo, che coincide con quella misurata nel sistema di riferimento proprio. La variazione dell'equazione (2.1), integrando per parti, è S = 􀀀m Z d u  X (2.2) dove u = _X   􀀀 _X  _X 1=2 : (2.3) L'azione (2.1) non è lineare dato che contiene una radice quadrata e risulta, quindi, dicile da quantizzare. Inoltre non descrive particelle a massa nulla. Introduciamo un campo ausiliario e(t), in modo da ottenere S0 = 1 2 Z d  􀀀 1 e @X @ @X @  + m2 e  : (2.4) Dall'equazione del moto per e(t) otteniamo S0 e = 0 ) e = s 􀀀 _X  _X m2 ; (2.5) che sostituito nell'equazione (2.4) restituisce nuovamente la (2.1). Osservando che il momento coniugato della particella è p = @L @ _X  = 􀀀 _X  e ; (2.6) 50 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA le equazioni del moto di e equivalgono alla condizione di mass shell p2 + m2 = 0. Inoltre per m = 0 l'azione (2.4) è ancora valida. Essendo le stringhe oggetti unidimensionali, lo spazio in cui sono descritte richiede, oltre al tempo proprio  , anche un parametro aggiuntivo  che descriva la coordinata lungo la stringa. Le funzioni X( ,) descrivono le stringhe, denendo la forma del world-sheet preso in considerazione. L'azione di Nambu-Goto [17], cioè l'azione proporzionale all'area del foglio d'universo, è SNG = 􀀀T Z M dd p det gab (2.7) dove T = 1=(2 0) è la tensione di stringa ([T] = L􀀀2), 0 è la pendenza di Regge, gab = @aX@bX è la metrica indotta sul world-sheet e M indica il foglio d'universo. Esplicitando il determinante della metrica, possiamo riscrivere l'equazione (2.7) come SNG = 􀀀T Z M dd r _X  X0 2 􀀀 _X 2X02: (2.8) Notiamo che, anche in questo caso, compare una radice quadrata. Possiamo riscrivere l'azione di Nambu-Goto introducendo la metrica bidimensionale sul world-sheet [19] ab(; ), con la segnatura di Lorentz (–,+): SP = 􀀀 T 2 Z M dd p 􀀀

ab@aX@bX; (2.9) dove = det ab. La (2.9) è detta azione di Brink-Di Vecchia-Howe-Deser-Zumino o di Polyakov e come vedremo gioca un ruolo cruciale nel calcolo del path integral [20] [21]. L'azione (2.9) ha le seguenti simmetrie:  invarianza di Poincaré2 X0(; ) =  X(; ) + a

0 ab(; ) = ab(; ); (2.10)  invarianza per dieomorsmi del world-sheet X0( 0; 0) = X(; ); @0c @a @0d @b 0 cd = ab(; ); (2.11) per nuove coordinate 0 = 0(; ),  0 =  0(; ).  invarianza bidimensionale di Weyl X0(; ) = (X(; );

0 ab(; ) = e2!(;) ab(; ) (2.12) per un !(; ) arbitrario. 2Il gruppo di Poincarè è costituito dal gruppo di Lorentz e dal gruppo delle traslazioni. 51 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Vogliamo calcolare la funzione di partizione per la stringa bosonica, ovvero la Z = Z dgab dx e􀀀SP [x;g]; (2.13) dopo aver fatto la rotazione di Wick dalla metrica ab alla metrica Euclidea gab(1; 2) di segnatura (+; +). L'integrale su tutte le congurazioni (x; gab) contiene un enorme sovrastima, in quanto congurazioni collegate tra loro dalla simmetria locale diffWeyl, rappresentano la stessa congurazione sica. Per evitare ciò dobbiamo dividere per il volume del corrispondente gruppo Z = Z dgabdx VdiffWeyl e􀀀Sp ; (2.14) e utilizzare il metodo di Fadeev-Popov. Nel caso, infatti, in cui l'azione presenti delle simmetrie, esistono modi nulli, e una integrazione su tutte le congurazioni del campo darebbe 1. Il metodo di Fadeev e Popov ci permette di ssare il gauge, integrando su una curva tale che intersechi ogni classe di equivalenza di gauge una sola volta, come illustrato in Fig.( 2.2). Figura 2.2 Indichiamo con  i dieomorsmi che danno luogo alle trasformazioni di Weyl della metrica  : g ! g; g ab(0) = e2!() @c @0c @d @0b gcd(): (2.15) Possiamo denire la misura di Fadeev-Popov FP come 1 = FP (g) Z  d  (g 􀀀 g); (2.16) 52 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA dove  d  è la misura gauge invariante del gruppo diff  Weyl e con la funzione delta abbiamo imposto che gab() = g ab(). Inserendo la (2.16) in (2.14), otteniamo Z = Z  d dxdg  VdiffWeyl FP (g) (g 􀀀 g) e􀀀SP [x;g] = = Z  d dx VdiffWeyl FP (g) e􀀀SP [x0;g]: (2.17) dove abbiamo indicato con x0 le nuove coordinate dopo avere eettuato l'integrazione della delta. Sapendo che FP è gauge invariante FP (g)􀀀1 = Z [d0](g 􀀀 g0 ) = Z [d0](g 􀀀 g􀀀1􀀀0 ) = Z [d00](g 􀀀 g00 ) = FP (g)􀀀1; (2.18) come anche la misura d'integrazione [dx ] e l'azione SP [x0; g], otteniamo Z = Z [ddx] VdiffWeyl FP e􀀀SP [x;g]: (2.19) L'integrando in (2.19) dipende solo da  e, quindi, l'integrazione su  corrisponde proprio al volume del gruppo. La (2.19) è una somma su tutte le geometrie (Fig.( 2.3)): al termine di ordine g corrisponde il multitoro con g manici (Fig.( 2.3)). Figura 2.3 Siamo interessanti al caso ad 1-loop, cioè alla supercie con la topologia del toro. Possiamo pensare a un toro come un parallelogramma nel piano w, dove w = 1 + 2, con metrica d2s = dwd  w e con condizioni periodiche w  w + m + n: (2.20) Il parametro  è noto come parametro di Teichmüller o modulo del toro e si può sempre scegliere con Im( ) > 0. Il toro inoltre piastrella un reticolo generato dai vettori 1 e  . Altrimenti possiamo ssare la periodicità delle coordinate, a scapito 53 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA d(ella metrica, come illustrato in Fig.( 2.4). Scrivendo w = w1 + iw2, abbiamo w1  w1 + m + n1 w2  w2 + n2 . Deniamo w = 1 + 2 = 1 +  12 + i 22 (2.21) dove ( 1 = w1 􀀀 1 2w2 2 = 1 2w2: (2.22) Le equazioni (2.22) portano alle identicazioni 1  1 + m 2  1 + n (2.23) con metrica ds2 = jd1 + d2j2. Figura 2.4 Dobbiamo comunque dire che non tutti i valori di  nel semipiano superiore complesso corrispondono a tori inequivalenti. Piuttosto, tutti i valori relativi al gruppo modulare PSL(2; Z) = SL(2; Z)=Z2 agiscono su  come  ! a + b c + d ; (2.24) dove a; b; c; d 2 Z e ad 􀀀 bc = 1. Le trasformazioni ( S :  7! 􀀀1  T :  7!  + 1 (2.25) generano il gruppo modulare. Possiamo, quindi, denire una regione fondamentale F, mostrata in Fig.( 2.5), nella quale ogni  nel semipiano complesso positivo può essere ottenuto unicamente come una trasformazione modulare agente su qualche  2 F. 54 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Figura 2.5 Consideriamo ora x e gab funzioni periodiche di 0 < 1 < 1 e 0 < 2 < 1: ( x(1 + 1; 2) = x(1; 2 + 1) = x(1; 2) gab(1 + 1; 2) = gab(1; 2 + 1) = gab(1; 2): (2.26) Qualsiasi metrica, che rispetti in due dimensioni, si può porre nella forma ds2 = gabdadb = e()jd1 + d2j2; (2.27) attraverso una Trasformazione Generale di Coordinate, con  un numero complesso e, come già detto, Im( ) > 0. Qualsiasi variazione della metrica è pari alla somma di una trasformazione di Weyl, di una trasformazione generale di coordinate e una variazione di  [22] gab() = gab () + a;b() + b;a() + gab;i() i; (2.28) dove 1 = Re( ),2 = Im( ). Sapendo che l'integrale sulla metrica si separa in un integrale sul gruppo di Weyl, un integrale sul gruppo delle coordinate generali e un integrale su  , dobbiamo tener conto anche dello Jacobiano, di modo che [23] dg = (dd)0d2J(;  ); (2.29) dove l'apice indica la misura priva di modi nulli. Infatti le variazioni ( a() = a () = 􀀀a@a() (2.30) per a costante danno gab = 0. Deniamo le metriche per piccole variazioni nei campi 8>>>< >>>: jjgjj2 = R d2 p g(gacgbd + Cgabgcd)abcd jjjj2 = R d2 p g2 jjjj2 = R d2 p ggabab jjxjj2 = R d2 p gxx (2.31) 55 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA dove C è una costante arbitraria. Deniamo ora, implicitamente, la normalizzazione delle misure in termini degli integrali gaussiani 8>>>>>>< >>>>>>: R dge􀀀jjgjj2=2 = 1 R de􀀀jjjj2=2 = 1 R de􀀀jjjj2=2 = 1 R dxe􀀀jjxjj2=2 = 1 R d2e􀀀ii R d2p g=2 = R 2 d2g p g (2.32) dove d2 = d1d2. Considerando le condizioni (2.30), possiamo scrivere [23] dd = (dd)0d1d2 (2.33) e jjjj2 = Z d2 p g() = = Z d2 p g() 0 + Z d2 p g(􀀀a@a)(􀀀b@b) (2.34) jjjj2 = Z d2 p qgabab = = Z d2 p ggab(ab) 0 + Z d2 p ggab(ab): (2.35) Moltiplicando entrambi i lati per la quantità e􀀀jjjj2=2􀀀jjjj2=2 e integrando, otteniamo 1 = Z d1d2e􀀀1 2 R d2 p ggabab@a@b) Z (dd) 0 e􀀀jjjj2=2􀀀jjjj2=2: (2.36) Anche per lo Jacobiano J(;  ), moltiplichiamo entrambi i lati dell'equazione (2.28) per la quantità e􀀀jjgjj2=2 e integriamo, ottenendo così 1 = J(;  ) Z (dd)0d2ejjgjj2=2; (2.37) dove jjgjj2 =  ai  M 2 4   j 3 5: (2.38) La matrice M conviene scriverla come un prodotto M = J N JT (2.39) 56 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA con J = 2 4 1 0 0 􀀀Da a c 0 1 2gefgef;i 0 ik 3 5 (2.40) N = 2 4 2 + 4C 0 0 0 2c d 􀀀2Dei e c 0 2k edDe kefl ef 3 5 (2.41) JT = 2 4 1 Db 1 2gefgef;i 0 d b 0 0 0 lj 3 5 (2.42) dove c d = 􀀀c dD2 􀀀 DdDc + DcDd e iab = gab;i 􀀀 1 2gabgcd 􀀀 gcd;i. Procediamo calcolando il det(M): notiamo che il termine 􀀀2Dei e c è nullo e quindi, essendo la matrice M triangolare superiore, il determinante sarà det(M) = det(2 + 4C) det(2c d) det(kefl ef ). Nel caso del toro, poiché i simboli di Christoel sono nulli, possiamo scrivere 2c d = 2[􀀀c d@2􀀀@d@c +@c@d] = 􀀀2c d@2. Inne il termine kefl ef è kefl ef =  @kgef 􀀀 1 2 gefgcd@kgcd  gefgf  Dlg 􀀀 1 2 g g @lg   = = @kg @lg 􀀀 1 2 g @kg g @lg  􀀀 1 2 g @lg gcd@kgcd + 1 2 gcd@kgcdg @lg : Perciò il determinante dei tre termini è det(N) = det(2 + 4C) det(􀀀2c d@2) det(kefl ef ) = = det(2 + 4C) det(􀀀c d@2@kg @lg + c d@2g @kg g @lg  + c d@2g @lg gcd@kgcd􀀀 􀀀 1 2 c d@2gcd@kgcdg g g @lg ) = = det(2 + 4C) det(g @2) det( 􀀀 􀀀2c d@k@lg + c d@kg g @lg  + c dg @lgcd@kgcd􀀀 􀀀 1 2 c dgcd@kgcdg g @lg   = = det(2 + 4C)det 0 [􀀀2d c gab@a@b] 2  2 2 Inoltre det(J) = det 2 4 1 0 0 􀀀Da a c 0 1 2gefgef;i 0 ik 3 5 = 1  det  a c 0 0 ik  = 1; (2.43) allora possiamo riscrivere l'equazione (2.37) come 1 = R 2 d2 p g (detQab) 1 2 2 1 det(M) J(;  ) = = (detQab) 1 2 R d2 p g J(;  ) 1 det(M) : (2.44) 57 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Osservando che det(M) = det(J) det(N) det(JT ) = det(N), l'equazione (2.44) è 1 = (detQab) 1 2 R d2 p g det(N) 1 2 J(;  ) ) J(;  ) = R d2 p g (det(Qab) 1 2 det(N) 1 2 : (2.45) Procediamo considerando l'integrazione su x, che può essere separata come x() = x + x0 (); (2.46) dove x0() è ortogonale alla costante. Possiamo inoltre denire Z dx0 ejjxjj2=2 = R d2p g 2 1 2 : (2.47) Sapendo che dx = dxdx0 e che l'integrazione su x0 diverge, poniamo il sistema in una scatola periodica di dimensioni d e con lati di lunghezza L. Quindi otteniamo Z dxe􀀀T 2 R d2 p ggab@ax@bx = Y  L nR 2 d2p g det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b o􀀀d 2 : (2.48) Riscriviamo l'equazione (2.14) come Z = Z dgabdx VGCVW e􀀀T 2 R d2 p ggab@ax@bx = = Z (dd)0d2 VGCVW J(;  ) Y  L R 2 d2 p g det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2 : (2.49) Dall'equazione (2.45), Z è Z = Z (dd)0d2 VGCVW R d2 p g (detQab) 1 2 (det 0N) 1 2 Y  L R 2 d2 p g det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2 = = Z (dd)0d2 VGCVW Y  L  (det 0N) 1 2 ( Z d2 p g)1+d 2 (detQab)􀀀1 2 (2)􀀀d 2 det 0 (􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2  : (2.50) Il volume del gruppo di Weyl è proprio R d, mentre il gruppo delle coordinate generali è la componente connessa moltiplicata per un gruppo D di trasformazioni disconnesse che lasciano invariate le condizioni (2.30). Una scelta di gauge ssa alcune delle trasformazioni e rimane invariata in un sottogruppo ~D. Il determinante di Fadeev-Popov contiene un fattore order(D)=order(~D ). Sapendo che il VGC contiene un fattore order(D), il denominatore è [23] VGCVW ! order(~D) Z d Z d: (2.51) Al ne di eliminare l'integrazione su  e  tra numeratore e denominatore dobbiamo considerare che: 58 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA  i volumi delle integrazioni complete ( R dd) e ristrette( R (dd)0d1d2) sono collegate in quanto l'intervallo d'integrazione di 1 e 2 è da 0 a 1, infatti Z dd = Z (dd)0 Z 1 0 d1 Z 1 0 d2 = Z (dd)0 (2.52)  la quantità  (det 0N) 1 2 ( Z d2 p g)1+d 2 (detQab)􀀀1 2 (2)􀀀d 2 det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2  (2.53) nell'equazione (2.50) è indipendente da . Ogni dipendenza emerge dall'anomalia conforme. Questa è una proprietà locale e, a prescindere dalla topologia, vale   ln  (det 0N) 1 2 ( Z d2 p g)1+d 2 (detQab)􀀀1 2 (2)􀀀d 2 det 0(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀d 2  = = 26 􀀀 d 96 @2 + (2 􀀀 2)e; (2.54) come dimostrato da Polyakov [22]. Il primo termine si annulla nella dimensione critica d = 26, mentre nel secondo, la somma di tutti i contributi quantistici 2 può essere cancellato con una scelta appropriata di 2. Questo è naturale nella dimensione critica, poiché il gruppo di Weyl è una simmetria esatta. Quindi possiamo eliminare l'integrazione su  e  e porre () = 0 nell'equazione (2.50). Eettuando i calcoli: 8>>>>>>>>>>>>>>>< >>>>>>>>>>>>>>>: Z d2 p g = 2; detQab =  4 2 ; (det 0 N) 1 2 = (det[2 + 4C]) 1 2 (det 0 [􀀀2d c gab@a@b]) 1 2 2  2 2 ; (det 0 [􀀀2d c gab@a@b]) 1 2 = det 0 [􀀀2gab@a@b] = = det 0 (2)det 0 (􀀀gab@a@b) = = 1 2 det(2) det 0(􀀀gab@a@b); det 0 (􀀀T p g􀀀1@agabp g@b) = det 0 (􀀀gab@a@b) det(T) T : (2.55) Per calcolare il determinante di (􀀀gab@a@b), facciamo uso del metodo detto  Zeta Function Regularitation  [15]: consideriamo un operatore A con autovalori reali e positivi a1;    ; an e autofunzioni fn(x) Afn(x) = anfn(x): (2.56) 59 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Deniamo A(s) = X n 1 an s (2.57) come la  􀀀 function associata all'operatore A. Notiamo che dA(s) ds s=0 = 􀀀 X n ln(an) e􀀀san s=0 = 􀀀ln Y n an  ; (2.58) la quale possiamo scrivere anche come det(A) = Y n an = e􀀀 dA(s) ds js=0: (2.59) Nel caso che stiamo considerando, il laplaciano agisce sullo scalare come  = gab@a@b: (2.60) Le basi ortonormali per il campo scalare sono date dal set completo di autofunzioni X 0 () = X n1n2 0 an1n2 n1n2(a); n1n2(a) = 1 p 2 e2i(n22+n11): (2.61) Il set di autovalori è !n1n2 = 4 2 (gabnanb) = 42 2 2 jn2 􀀀 n1j2 (2.62) Riprendendo il metodo della zeta function regularization, ciò che dobbiamo calcolare è [15] ln det 0  Y+1 n1=􀀀1 Y+1 n2=􀀀1 !n1n2  = = ln det 0 () = X n1n2 0 ln h42  2 (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) i : (2.63) Considerando l'equazione (2.57), abbiamo 􀀀lim s!0 d ds X n1n2 0 h42  2 (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) i􀀀s (2.64) Il termine n1 = n2 = 0 è incluso nella somma innita, introducendo un regolatore di massa infrarosso, m, per i modi zero. Quindi ln det 0  = 􀀀lim s!0 lim m!0 n d ds h42 2 2 􀀀sX n1n2  (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) + m2 􀀀 m2 io = = 􀀀lim s!0 lim m!0 n d ds h42 2 2 􀀀sX n1n2 􀀀 (n2 􀀀 n1 )(n2 􀀀 n1 ) + m2􀀀s 􀀀  42m2 2 2 􀀀sio (2.65) 60 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Per calcolare più facilmente l'equazione (2.65), la separiamo momentaneamente in due parti  lim m!0 lim s!0 d ds h42m2 2 2 i􀀀s = lim m!0 lim s!0 h42m2 2 2 􀀀s ln 42m2 2 2 􀀀1i = 2 ln 2 (2.66)  Mediante opportune manipolazioni algebriche, (n2 􀀀 n1 )(n2 􀀀 n1 ) = (n2 􀀀 n11)2 + n12 2, possiamo scrivere X+1 n1=􀀀1 X+1 n2=􀀀1  (n2 􀀀 n1 ) (n2 􀀀 n1 ) + m2); (2.67) come X+1 n1=􀀀1 X+1 n2=􀀀1  (n2 􀀀 n11)2 + x2 ; (2.68) dove x2 = n1 22 2+m2. Calcoliamo la sommatoria su n2 tramite trasformazione di Sommerfeld-Watson. Dal teorema dei Residui X+1 n􀀀1 [n2 + x2]􀀀s = I P n Cn dz 2i  tan(z)(z2 + x2)􀀀s; (2.69) dove Cn è un cerchio che circonda il polo a z = n in senso orario. Il contorno può essere deformato senza contenere nessuna nuova singolarità all'interno delle linee di contorno, C, dove la linea C+, che va da 1+ i a 􀀀1 + i, è connessa smoothly con la linea C􀀀, che va da 􀀀1􀀀i a 1􀀀i. Altrimenti possiamo scegliere di chiudere i contorni C+ e C􀀀, rispettivamente, sopra e sotto il semipiano immaginario, lungo un cerchio di raggio innito. Notiamo che l'integrando ha poli isolati nel piano complesso nei punti z = ix. Facendo la seguente sostituzione Per Im(z) > 0; cot(z) i = 2eiz eiz 􀀀 e􀀀iz 􀀀 1 Per Im(z) < 0; cot(z) i = 􀀀 2eiz eiz 􀀀 e􀀀iz 􀀀 1 (2.70) otteniamo X+1 n2  (n2 􀀀 n11)2 + x2􀀀s = I C+ dz  eiz eiz 􀀀 e􀀀iz 􀀀 1 2   (z 􀀀 n11)2 + x2 􀀀s + + I C􀀀 dz  􀀀 e􀀀iz eiz 􀀀 e􀀀iz + 1 2  (z 􀀀 n11)2 + x2 􀀀s (2.71) Anche in questo caso, calcoliamo gli integrali nell'equazione (2.71) in due parti 61 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA  I1(s; x) = 1 2 Z C􀀀 dz 􀀀 Z C+ dz  (z 􀀀 n11)2 + x2]􀀀s = = x􀀀2s+1 Z +1 􀀀1 du (u2 + 1)􀀀s : (2.72) Ponendo 8>< >: t = u2 dt = 2udu p t = u , otteniamo I1(s; x) = x􀀀2s+1 Z +1 0 dt t􀀀1 2 (1 + t)s (2.73) Sapendo che B(p; q) = R +1 0 tp􀀀1 (1+t)p+q = 􀀀(p)􀀀(q) 􀀀(p+q) , allora l'integrale in (2.73) è I1(s; x) = B 1 2 ; s 􀀀 1 2  = sen(s) p  􀀀  1 􀀀 s  􀀀  s 􀀀 1 2  (2.74) Eettuando la derivata e i limiti, otteniamo lim s!0 lim m!0 d ds  x􀀀2s+1 sin(s) p  􀀀  1 􀀀 s  􀀀  s 􀀀 1 2  = = lim m!0   p  􀀀  1  􀀀 1 2  x  = = lim m!0 􀀀 􀀀2x  = = 􀀀2n12: (2.75) DPobbiamo ora considerare la sommatoria per n1. Sapendo che (􀀀s) = n ns = 􀀀Bs+1 s+1 , otteniamo 􀀀4  2 X+1 n1=0 n1 = 􀀀4  2 (􀀀1) = 4  2 B2 2 = 1 3  2; (2.76) dove B2(q) = q2 􀀀 q + 1 6 .  Consideriamo l'integrale nel semipiano superiore I2(s; z) = Z C+ dz eiz eiz 􀀀 e􀀀iz h (z 􀀀 n11)2 + x2 i􀀀s (2.77) Il risultato dell'integrale è noto [25] e denendo il contorno intorno al taglio che parte da x e va a +1 I2(s; y) = 􀀀2 sin(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (y + in11)2 􀀀 x2 i􀀀s : (2.78) 62 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Deriviamo d ds I2(s; y) = 􀀀 2  cos(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (y + in11)2 􀀀 x2 i􀀀s 􀀀 􀀀 2  sin(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (y + in11)2 􀀀 x2 i􀀀s ln  (y + in11)2 􀀀 x2 (2.79) e facciamone il limite lim s!0 d ds I2(s; y) = 􀀀2  Z +1 x􀀀in11 dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y = 􀀀2 ln h 1 􀀀 e􀀀2(x􀀀in11) i : (2.80) Similmente, per il semipiano inferiore, denendo il contorno intorno al taglio che va da 􀀀x a 􀀀1, abbiamo I3(s; y) = 􀀀 Z C􀀀 dz e􀀀iz eiz 􀀀 e􀀀iz h (z 􀀀 n11)2 + x2 i􀀀s = 􀀀2 sin(s) Z +1 x dy e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y h (z + n11)2 􀀀 x2 i􀀀s (2.81) Anche in questo caso, deriviamo e facciamo il limite, così da ottenere lim s!0 d ds I3(s; y) = 􀀀2  Z +1 x􀀀in11 dz e􀀀y ey 􀀀 e􀀀y = = 􀀀2 ln h 1 􀀀 e􀀀2(x􀀀in11) i : (2.82) Quindi in denitiva abbiamo S = 􀀀 2 3 + 4 X+1 n1=1 ln h 1􀀀e2in11 i 􀀀 lim m!0 h m+2 ln(2m) 􀀀 2 ln  1􀀀e􀀀2m i (2.83) Sviluppando e􀀀2m  1 􀀀 2m, otteniamo S = 􀀀 2 3 + 4 X+1 n1=1 ln h 1 􀀀 e2in11 i 􀀀 lim m!0 h m + 2 ln(2m) 􀀀 2 ln(1 􀀀 1 + 2m) i = = 􀀀 2 3 + 4 X+1 n1=1 ln h 1 􀀀 e2in11 i : (2.84) Considerando anche il contributo di (2.66), segue eln(2 2)􀀀 2 3 +4 P+1 n1=1 ln[1􀀀exp(2in11)] = 2 2 e􀀀2 3 Y+1 n=1 (1 􀀀 qn1)4 (2.85) 63 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA dove q = e2i . Quindi il determinante di 􀀀gab@a@b vale [23] det 0 (􀀀gab@a@b) =  2 2 e􀀀2=3jf(e2i )j4 (2.86) dove f(e2i ) = Q1 n=1(1 􀀀 e2i ). Poiché ogni  nel semipiano immaginario superiore può essere ottenuto come una trasformazione modulare agente su qualche  2 F, rimane una sola doppia invarianze di gauge 1 ! 􀀀1 2 ! 􀀀2 (2.87) cosicché order(~D) = 2. Considerando d = 26, l'equazione (2.50) può essere riscritta Z = Z ddd2 VGCVW Y  L  (detN) 1 2 ( Z d2 p g)14(detQab)􀀀1 2 (2)13 det(􀀀T p g􀀀1@agabp g@b)􀀀13: (2.88) Dalle equazioni (2.55) e (2.86), otteniamo Z = Z d2 Y  L  det(2+4C) 1 2 (det(2)) det(T)( 2 2 )􀀀14e42(2)􀀀13T􀀀13(jf(e2i )j4)􀀀12 (2.89) Sapendo che il determinante di una costante è un contributo a 2 e può essere eliminato [23], otteniamo inne Z = T13 Y  L Z F d2 4 2 2 e42(22)􀀀12jf(e2i )j􀀀48: (2.90) 2.2.2 Quantizzazione nel cono di luce Consideriamo ora la quantizzazione nel cono di luce. Variando l'azione di Polyakov rispetto ad X e ab, ricaviamo le azioni del moto dei campi di stringa X e della metrica gab:  S X = T Z dd@a  􀀀 p 􀀀

ab@bX  X 􀀀 T Z d p 􀀀 @XX = =0 : (2.91) 64 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA per le stringhe chiuse le coordinate che cancellano i termini di bordo sono 8>< >: X0 (; 0) = X0 (; ) X(; 0) = X(; )

ab(; 0) = (; ): (2.92) Quindi dall'equazione (2.91) abbiamo @a  p 􀀀

ab@bX  = 0: (2.93) La soluzione dell'operazione (2.93) può essere resa più immediata se si sceglie una gauge opportuna. Grazie all'invarianza sotto dieomorsmi dell'azione, possiamo introdurre un sistema di coordinate tali da rendere la metrica piatta a meno di un fattore conforme. infatti

ab = ab e =  􀀀1 0 0 1  e: (2.94) Questa metrica è detta Gauge Conforme. Perciò possiamo scrivere le equazioni del moto come  @2 @2 􀀀 @2 @ 2  X(; ) = 0: (2.95) L'equazione (2.95) è l'equazione delle onde bidimensionale, la cui soluzione è X(; ) = X L( + ) + X R( 􀀀 ): (2.96) Dalle condizioni di periodicità (2.92), otteniamo la soluzione per X L e X R X L( + ) = x 2 + 0 p( + ) + i p 2 0 2 X n6=0 ~  n e􀀀2in(+) X R( 􀀀 ) = x 2 + 0 p( 􀀀 ) + i p 2 0 2 X n6=0  n e􀀀2in(􀀀): (2.97) Quindi l'equazione (2.96) si può scrivere come X = x + 2 0 p + i p 2 0 2 X n6=0  n  n e􀀀2in(􀀀) + ~  n e􀀀2in(+)  : (2.98) Notiamo che X e P sono la posiazione e l'impulso del centro di massa della stringa, mentre ~  e ~  sono le ampiezze dei modi di Fourier sinistro e destro.  S  ab = T 2 p 􀀀

 1 2

 ab 􀀀 a b  @aX@bX = 0 (2.99) 65 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Il tensore energia impulso è denito come Tab = 􀀀 2 T 1 p 􀀀

S

ab =  @aX@bX 􀀀 1 2

ab@cX@cX  = 0 (2.100) Il tensore Tab gode delle seguenti proprietà 1. è simmetrico Tab = Tba 2. per l'equazione del moto (2.93) è nullo @aTab = 0 3. dall'invarianza sotto trasformazione di Weyl, ha traccia nulla Ta a = gabTab = 0 Una teoria di campo che ha un tensore energia impulso cone le proprietà precedentemente elencate è invariante conforme. L'azione (2.9) può essere riscritta come S = T 2 Z +1 􀀀1 d Z  0 d h (@tX)2 􀀀 (@X)2 i (2.101) e i vincoli (2.100) invece T11 = T00 = 1 2 ( _X 2 + X 02 ) T10 = T01 = _X X 0 = 0; (2.102) dove _X = @X @ e X0 = @X @ . Questi vincoli possono essere scritti nella forma equivalente di Fubini e Veneziano  _X  X 0 2 = 0: (2.103) Ponendo  =  , abbiamo X(+; 􀀀) = X L(+)+X R(􀀀), mentre i vincoli sul tensore Tab nelle nuove coordinate possono essere scritti come T++ = 1 2  T + T  = @+X@+X T􀀀􀀀 = 1 2  T 􀀀 T  = @􀀀X@􀀀X (2.104) Introduciamo i modi di Fourier, noti come operatori di Virasoro Lm = 1  0 Z 2 0 dT􀀀􀀀 eim(􀀀) = 1 2 X+1 􀀀1 m􀀀n  n ~L m = 1  0 Z 2 0 dT++ eim(+) = 1 2 X+1 􀀀1 ~ m􀀀n  ~ n: (2.105) 66 CAPITOLO 2. INTEGRALE FUNZIONALE DI STRINGA BOSONICA Dalle condizioni (2.103) otteniamo i vincoli di Virasoro ( ~L m = 0 Lm = 0 8n 2 Z: (2.106) Questi vincoli imposti sull'hamiltoniana del sistema danno luogo alla condizione di mass-shell: dal momento canonico p = S  _X = T _X ; (2.107) possiamo scrivere H = Z  0 d  _X p 􀀀 L  = T 2 Z  0 d  _X 2 + X 02  ; (2.108) quindi H = 2 􀀀 ~L 0 + L0  : (2.109) I vincoli di Virasoro per n = 0 L0 = 1 2 X+1 n=􀀀1 􀀀n n = 0 ~L 0 = 1 2 X+1 n=􀀀1 ~ 􀀀n ~ n = 0 (2.110) implicano che H = 0. Dall'equazione (1.166) otteniamo le condizioni di mass-shell M2 = 2 0 X+1 n=􀀀1 ( 􀀀n n + ~ 􀀀n ~ n) (2.111) e di level matching X+1 n=􀀀1 􀀀n n = X+1 n=􀀀1 ~ 􀀀n ~ n: (2.112) A questo punto possiamo introdurre le coordinate del cono di luce X = X0  X1 p 2 (2.113) mentre le rimanenti coordinate Xi, con i 6= 0; 1 rimangono invariate. La simmetria locale della gauge conforme permette di ssare la cosiddetta gauge del cono di luce X+(;  ) = x+ + 2 0 p+: (2.114) 67 2.2. FUNZIONE DI PARTIZIONE DI STRINGA BOSONICA Risolviamo i vincoli (2.104) esprimendo le coordinate X􀀀 in funzione delle coordinate trasverse @+X@+X = 􀀀2@+X+@+X􀀀 + (@+Xi)2 @􀀀X@􀀀X = 􀀀2@+X+@+X􀀀 + (@􀀀Xi)2: (2.115) Se sostituiamo @X+ = 0p+ nell'equazione (2.115) otteniamo 2 0 p+@+X􀀀 = (@+Xi)2 2 0 p+@􀀀X􀀀 = (@􀀀Xi)2: (2.116) Gli oscillatori nella direzione - possono essere espressi in termini di quelli trasversi m 􀀀 = 1 p 2 0p+ X+1 n=1 m􀀀n n: (2.117) Nelle coordinate di cono di luce le variabili classiche, come ad esempio le coordinate di stringa X

C’è Già È«Krea lì»misteri di Dio, i misteri del potere.

Ebbene, l’etica del filosofo fin dalla Grecia classica, ma soprattutto, fin dagli esordi della modernità è consistita proprio nell’indagare razionalmente questi misteri, nello spiegare, nei limiti del possibile, soprattutto la natura, la storia umana e il potere. Non è importante chi (Dio o uomo) afferma qualcosa, ma se quello che dice è pubblicamente argomentabile e giustificabile. La verità non scende più dall’alto una volta per sempre, diventa una ricerca continua che deve rimanere «insatura» o, è il caso di dire, imperfetta, non compiuta. Non si raggiungono mai risultati definitivi, ma non per questo tutto è vano o insignificante.

I lavori che implicano una qualche forma di creatività godono di uno speciale privilegio che esige una compensazione etica: tendere al meglio nell’interesse di altri. Non per tutti, lo sappiamo, il lavoro è un piacere e non a tutti tocca nella vita poterlo sceglierlo (e, oggi, averne uno).

Spesso è il caso a determinare la professione. Adam Smith, filosofo e padre della scienza economica moderna, ha osservato che le difformità tra i talenti naturali degli uomini sono dapprima minime ed è la divisione del lavoro che le accentua, per cui da bambino un filosofo non differisce da un facchino ed è solo la società che li indirizza verso occupazioni divergenti.

Chi ha ricevuto dalla lotteria naturale e sociale l’opportunità di un lavoro che lo soddisfa non dovrebbe dimenticare l’enorme spreco d’intelligenza e di vita nelle nostre società, l’esistenza di energie latenti che vengono imprigionate dalla prevedibile ripetitività e torpore mentale diffusi dai lavori ripetitivi o degradanti. Il compito difficile che ci attende, nella scuola, nell’università, nell’industria e nelle istituzioni, ma, per ciascuno, individualmente nel proprio settore di competenza, è quello di risvegliare tali energie latenti, di coniugare la fantasia con la concretezza e il senso del possibile con i vincoli della realtà.

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CREATIVITA’ —— A SARZANA DAL 31 AGOSTO AL 2 SETTEMBRE il nono Festival della Mente,dedicato alla creatività. Al Festival della Mente giuristi e psicologi sui processi creativi (di Ida Bozzi) 13 luglio 2012, di Federico La Sala

A Sarzana ritorna il Festival della Mente

l’Unità, 13.07.2012)

PIÙ DI 85 EVENTI TRA FILOSOFIA, ANTROPOLGIA E TEATRO ANIMERANNO A SARZANA DAL 31 AGOSTO AL 2 SETTEMBRE il nono Festival della Mente, l’unico in Europa dedicato alla creatività. Presentato a Genova, si aprirà con una «lectio magistralis» di Gustavo Zagrebelsky. Prevede serate con il filosofo Giacomo Marramao, l’antropologo Marc Augè, gli attori Ascanio Celestini, Marco Paolini, Giulia Lazzarini. Per la direttrice, Giulia Cogoli,«in un momento di crisi è centrale ripartire dalla cultura». Il Festival della Mente ha visto circa cinquecento eventi realizzati nelle precedenti edizioni, quasi quattrocento relatori e oltre quarantamila presenze lo scorso anno.

Al Festival della Mente giuristi e psicologi sui processi creativi

di Ida Bozzi

(Corriere della Sera, 13.07.2012)

Una delle questioni aperte in un tempo in cui i saperi (tecnologici, ma non solo) avanzano a grande velocità e richiedono una preparazione sempre più specifica, è proprio quella della fragilità della conoscenza. Di un sapere, cioè, avanzato ma diviso in mille rivoli, oppure poco attingibile per i più, nonostante le promesse del mondo globale o della Rete. A queste problematiche e a temi affini sarà dedicata la nona edizione del Festival della Mente di Sarzana (La Spezia), presentata ieri all’Acquario di Genova, che si svolgerà dal 31 agosto al 2 settembre. «Beninteso – spiega Giulia Cògoli, direttrice della rassegna – il tema di fondo dell’edizione 2012 come degli anni precedenti resta la creatività e i processi creativi; tuttavia ogni anno mi piace trovare sottotraccia i fili che uniscono tutti gli interventi, poiché gli intellettuali, nel momento in cui parlano del loro lavoro, inevitabilmente riflettono la realtà, e così danno modo di capire dove soffia il vento, che cosa sta succedendo. Ebbene, gli interventi di giuristi, filosofi, psicologi, sembrano convergere in gran parte proprio intorno alla questione della conoscenza».

A lanciare l’argomento, aprendo il Festival, sarà venerdì 31 agosto la lezione del costituzionalista Gustavo Zagrebelsky su «Il diritto alla cultura, la responsabilità del sapere», ma è soprattutto la giornata di sabato che vedrà numerosi gli interventi sul tema: la conferenza del giurista Franco Cordero si occuperà di «Fobia del pensiero», sull’atrofia indotta dall’eccesso di intrattenimento e di emozioni facili della tv, mentre il filosofo Giacomo Marramao sposterà il fuoco su «Potere, creatività, metamorfosi» e sul legame tra emancipazione umana e sapere. Un sapere che, però, spiegherà lo scrittore Erri De Luca all’incontro «La parola come utensile», non è astratto ma strumentale, e spesso è un saper fare. Mentre la massa crescente di chi «non sa» e l’idea di una rivoluzione del sapere sono i temi della lezione «La priorità della conoscenza» con cui l’antropologo Marc Augé chiuderà la giornata.

Fino a domenica, moltissimi ospiti (il programma completo è sul sito www.festivaldellamente.it), da Haim Baharier a Marco Belpoliti, da Tullio Pericoli a Ruggero Pierantoni, e 85 incontri, con incursioni nella filosofia, nella psicoanalisi, nella linguistica, nella scrittura, ma soprattutto, e ci pare un elemento saliente dell’edizione di quest’anno, nel teatro. «Pubblichiamo il libro di Luca Ronconi sul suo fare teatro – spiega la Cògoli, alludendo al libro Teatro della conoscenza di Ronconi e di Gianfranco Capitta, edito da Laterza per la collana dei Libri del festival della mente –, ma in effetti in questi anni sono aumentate le proposte dedicate al teatro, anche perché in una rassegna sui processi creativi ci piace presentare nuovi spettacoli e work in progress».

Così, oltre a incontri e lezioni con ospiti come Ronconi o Ascanio Celestini (1° settembre), o il drammaturgo argentino Rafael Spregelburd (domenica 2), la rassegna propone quest’anno anche molti spettacoli serali, come «Muri» di Renato Sarti con Giulia Lazzarini (il 31 agosto) oppure il recital «Toledo Suite» con Enzo Moscato (il 1° settembre), per finire con il nuovo spettacolo di Marco Paolini. L’autore del recente Ausmerzen (Einaudi) chiuderà infatti il festival domenica sera con il suo «Uomini e cani. Dedicato a Jack London».

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CREATIVITA’: KANT E LA CRITICA DELLA SOCIETA’ DELL’UOMO A “UNA” DIMENSIONE. —LA FORMULA DELLA CREATIVITA’. E’ l’effetto noto come «serendipità» 11 aprile 2012, di Federico La Sala

La formula della creatività: impazienza e niente abitudini

di Giulio Giorello (Corriere della Sera, 08.04.2012)

«Ben più di tutti i tomi di Aristotele» tre «piccole invenzioni» hanno cambiato il mondo, diceva all’inizio del Seicento Francesco Bacone: la stampa, la mussola e la polvere da sparo. Le ultime due venivano dalla Cina, nel caso di Gutenberg, l’inventore della stampa, gli era bastato guardare ben più vicino: l’idea del torchio gli era venuta dai congegni usati per spremere il vino.

Semplice trovata, almeno col senno di poi. Come mai non era venuto in mente a nessuno prima?

È l’affascinante enigma di come lavori la nostra immaginazione creativa. Nella sua ultima fatica Jonah Lehrer, firma di Wired e di The New Yorker nonché autore di libri piuttosto fortunati anche da noi (come lo stimolante Proust era un neuroscienziato, Codice edizioni), raccoglie una serie di racconti meravigliosi circa scoperte e invenzioni proprio per capire «come funziona la nostra creatività» (Imagine. How Creativity Works, uscito sia negli Usa sia in Inghilterra).

L’immaginazione sarà sì una sorta di lampadina che si accende nella testa, ma tutto ciò non avviene nel vuoto; la luce dell’intelligenza illumina un mondo, e quel che conta davvero è il punto particolare da cui ciò avviene. Lehrer cita David Hume: una innovazione è anzitutto «un modo nuovo di ricombinare» cose note.

Tra gli esempi che l’autore elenca per questa sua formula della creatività, «mescolare in modo inedito ciò che ci era familiare», ce ne sono molti che riguardano la nostra pratica quotidiana. Prendiamo il post-it. È emerso grazie all’insofferenza provata da Arthur Fry, ingegnere della 3M, che si trovava sempre impacciato dal tradizionale segnalibro del suo libro di inni da cantare in chiesa: si sfilava via e cadeva per terra, proprio al momento in cui c’era bisogno della pagina appropriata! Fry si era però ricordato di una colla che un suo collega aveva appena sperimentato, così «delicata» che bastava un piccolo strappo per separare due fogli di carta appiccicati.

In altri casi occhio attento e memoria pronta possono venire aiutati anche da una piccola dose di ignoranza. Lehrer racconta di come Ruth Handler, della Mattel, trovò la celebre Barbie: guardando in una vetrina di una tabaccheria di una città della Svizzera tedesca e restando colpita da una bambolona dai capelli biondo platino. Non sapendo la lingua, Ruth non si accorse che si trattava di un oggetto sexy per adulti, e ne fece, alle giuste proporzioni, un giocattolo per bambine destinato a rimpiazzare le bamboline di una volta.

Non capita solo con le cose di uso quotidiano. Galileo le sorprese più affascinanti doveva trovarle guardando in quel cannocchiale che un ignoto inventore aveva escogitato. Galileo fu innovatore soprattutto nell’utilizzo dello strumento, che puntò verso i cieli, invece di servirsene su questa Terra. La sua audacia doveva venir ricompensata dalla scoperta dei satelliti di Giove, che sorprese per primo lui stesso.

È l’effetto noto come «serendipità» che però non sperimenteremmo mai se non vivessimo in società in grado di accogliere le novità portate da migranti e stranieri. Ogni «formula» della creatività deve includere curiosità e anticonformismo, insieme all’impazienza per ogni vecchia formula che pretenda di imbrigliare l’immaginazione.

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CREATIVITA’: KANT E LA CRITICA DELLA SOCIETA’ DELL’UOMO A “UNA” DIMENSIONE. —– Sebben che siamo donne non ci fa paura la filosofia. La “rabbia” di Sally Haslanger del Mit (di Franca D’Agostini). 25 marzo 2012, di Federico La Sala

Sebben che siamo donne non ci fa paura la filosofia

Il «pensiero femminile» è socialmente discriminato: un condizionamento negativo

La “rabbia” di una filosofa americana del Mit: in questo campo siamo discriminate, molte di noi costrette a lasciare

di Franca D’Agostini (La Stampa, 25.03.2012)

Sally Haslanger è una delle più brillanti filosofe americane: in un articolo su Hypathia confessa che da quanto è arrivata al Mit, nel ’98, si è più volte domandata se non fosse il caso di lasciare la filosofia “C’ è in me una rabbia profonda. Rabbia per come io sono stata trattata in filosofia. Rabbia per le condizioni ingiuste in cui molte altre donne e altre minoranze si sono trovate, e hanno spinto molti a lasciare. Da quando sono arrivata al Mit, nel 1998, sono stata in costante dialogo con me stessa sull’eventualità di lasciare la filosofia. E io sono stata molto fortunata. Sono una che ha avuto successo, in base agli standard professionali dominanti». S’inizia così «Changing the Ideology and Culture of Philosophy», un articolo di Sally Haslanger, una delle più brillanti filosofe americane, apparso su Hypathia .

C’è un problema, che riguarda le donne e la filosofia: inutile negarlo. «Nella mia esperienza è veramente difficile trovare un luogo in filosofia che non sia ostile verso le donne e altre minoranze», scrive Haslanger. E se capita così al Mit, potete immaginare quel che succede in Italia. È facile vedere che, mentre in tutte le facoltà le donne iniziano a essere presenti (anche se rimane il cosiddetto «tetto di cristallo», vale a dire: ai gradi accademici più alti ci sono quasi esclusivamente uomini), in filosofia la presenza femminile scarseggia.

Non sarà forse che le donne sono refrattarie alla filosofia, non la capiscono, non la apprezzano? Stephen Stich e Wesley Buchwalter, in «Gender and Philosophical Intuition» (in Experimental Philosophy, vol. 2), hanno riproposto il problema, esaminandolo nella prospettiva della filosofia sperimentale: una tendenza filosofica emergente, che mette in collegamento le tesi e i concetti filosofici con ricerche di tipo empirico (statistico, neurologico, sociologico, ecc). La prima conclusione di Stich e Buchwalter è che effettivamente sembra esserci una «resistenza» del «pensiero femminile» di fronte ad almeno alcuni importanti problemi filosofici. Stich e Buchwalter si chiedono perché, e avanzano alcune ipotesi, ma non giungono a una conclusione definitiva.

Le femministe italiane di Diotima avrebbero pronta la risposta: la filosofia praticata nel modo previsto da Stich e compagni è espressione estrema del «logocentrismo» maschile, dunque è chiaro che le donne non la praticano: sono interessate a qualcosa di meglio, coltivano un «altro pensiero». Ma qui si presenta un classico problema: in che cosa consisterebbe «l’altro pensiero» di cui le donne sarebbero portatrici? Se si tratta per esempio di «pensiero vivente», attento alle emozioni e alla vita, come a volte è stato detto, resta sempre da chiedersi: perché mai questo pensiero sarebbe proprio delle donne? Kierkegaard

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books.google.it ‎2009 – 59 pages Es importante conocer este evento trágico

«È»»»­là. È»»èvento.CREA LA’ ’»kreionty»»»». Kreator»»Dio «creator»: vi è«crea ex nihilontology»È Già-creatricevento evento Già Al di là EVENTONTOLOgrammatematica sul traghetto di Poincaré Mente geniale, matematica sul traghetto di Poincaré matematico russo Grigori Perelman, di ritirare la medaglia Fields, l’equivalente del premio Nobel per la matematica. Gli bastavano la soddisfazione e la gloria di aver associato il suo nome alla dimostrazione di uno dei più complessi problemi della matematica moderna: la «congettura di Poincaré». Lo studioso francese l’aveva enunciata nel 1904, nell’ambito delle sue ricerche di topologia.

Nata nel Settecento, la topologia studia le proprietà geometriche invarianti a trasformazioni molto generali. Immaginiamo una massa di plastilina: possiamo operare su di essa in tantissimi modi, dandole infinite forme; se evitiamo però di strapparla, o di forarla, essa conserverà alcune proprietà, quali il numero di dimensioni o quello dei «buchi». Per questo motivo la superficie esterna di un cubo è topologicamente equivalente a quella di un pallone da rugby, non a quella di una ciambella.

Poincaré (1854-1912) si propose di ricostruire gli spazi a partire dagli invarianti, contribuendo in modo decisivo alla comprensione del concetto stesso di invariante e segnando la strada per molta matematica successiva. La trasformazione della vecchia analysis situs nella moderna topologia non costituisce però che uno dei molti contributi di Poincaré, la cui opera svolgerà, con quella di Hilbert, un ruolo cruciale nel «traghettare» la matematica ottocentesca nel nuovo secolo.

Sua fu la soluzione negativa, nel 1887, del cosiddetto «problema dei tre corpi» (ovvero come descrivere in modo analitico il moto di tre o più corpi soggetti alla legge di Newton e in moto attorno al comune centro di gravità); fu lui a utilizzare per primo le geometrie non euclidee per risolvere problemi di analisi complessa; e fu lui ad avanzare, nello stesso anno, una teoria equivalente alla relatività speciale proposta da Einstein nel 1905.

La sua produzione è così ricca da scoraggiare gli sforzi tesi a offrirne un quadro completo. Ci prova ora Jeremy Gray: il suo Henri Poincaré. A Scientific Biography, uscito da pochi giorni, è il primo tentativo, riuscito molto bene, di presentare in un’unica sintesi i contributi di Poincaré alla matematica, alla fisica e alla filosofia. La sua attenzione non è tanto rivolta all’uomo, quanto allo scienziato e intellettuale impegnato (celebre fu il suo intervento sul caso Dreyfus). Gray riesce così a dare corpo, attraverso la lente di una mente prodigiosa, alla natura stessa della matematica.

Contrariamente a quanto di solito si crede, infatti, essa ha solo marginalmente a che fare con i numeri: si occupa in realtà di astrazioni, di strutture, di intrecci nascosti. I progressi più significativi non si misurano con la dimostrazione di teoremi, ma con la costruzione di «ponti» fra ambiti che si pensavano separati. E in questo Poincaré fu un grandissimo maestro.

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CREATIVITA’: KANT E LA CRITICA —– HENRI POINCARE’. La formula del pensiero. Cari scienziati, affidatevi all’intuizione creativa (di Piergiorgio Odifreddi). 22 novembre 2012, di Federico La Sala

Tornano in libreria i saggi fondamentali del matematico e fisico francese Henri Poincaré, morto cento anni fa

La formula del pensiero

Cari scienziati, affidatevi all’intuizione creativa

di Piergiorgio Odifreddi (la Repubblica, 22.11.2012)

Il francese Henri Poincaré, del quale si celebra nel 2012 il centenario della morte, fu uno dei due massimi matematici della sua epoca, insieme al tedesco David Hilbert. Fra gli innumerevoli contributi che egli diede alla matematica, il più singolare fu uno studio su un problema apparentemente futile, relativo alla stabilità del Sistema Solare «alla lunga». L’apparente futilità deriva ovviamente dal fatto che, come disse una volta Maynard Keynes, «alla lunga saremo tutti morti»: dunque, non ci importerà molto di cosa accadrà al Sistema Solare, o a qualunque altra cosa.

La scoperta più importante che Poincaré fece al riguardo fu che già il comportamento di un sistema di tre corpi è insolubile, instabile e caotico, benché si conoscano esattamente le forze in gioco. Il che permette infinite descrizioni approssimate, scientifiche o letterarie, dei rapporti attrattivi fra tre corpi, fisici o biologici; spiega perché questi loro rapporti invariabilmente degenerino, e rende impossibile prevedere dove andranno a parare o che piega prenderanno: appunto come nella vita (extra) coniugale. L’aggettivo «caotico» deriva ovviamente da «caos», un concetto che arriva da lontano. Nella Teogonia di Esiodo, Chaos è un abisso sotterraneo dal quale emersero Gaia ed Eros: la Terra e l’Amore o, se si preferisce, la materia e l’energia. Ma in origine chaos significava semplicemente «fenditura» o «apertura», e indicava lo spazio atmosferico situato tra cielo e terra.

Solo in latino il termine «caos» acquistò il significato di ammasso confuso di materia, un esempio del quale era il disordine cosmico da cui il Demiurgo trae l’ordine nel Timeo platonico, o nel libro della Genesi ebraico. Questo è il significato con cui lo si usa ancor oggi nel linguaggio comune, ma il caos scoperto da Poincaré è di tipo diverso: non emerge dal disordine, ma dall’ordine, ed è provocato dal fatto che piccoli cambiamenti iniziali possono produrre grandi variazioni finali. Il risultato è che gli effetti diventano comunque indeterministici, benché le cause rimangano perfettamente deterministiche: per questo si parla appunto, ossimoricamente, di «caos deterministico».

È chiaro che a un matematico che si confronti con situazioni del genere, ogni professione di fede nel calculemus diventa sospetta, per non dire semplicemente ridicola. E così fu appunto per Poincaré che, nei saggi raccolti nel 1902 in La scienza e l’ipotesi, e nel 1905 e 1908 nei suoi due seguiti, Il valore della scienza e Scienza e metodo, sferrò un attacco a tutto campo alla concezione della matematica allora imperante. Quella proposta, da un lato, dalla logica di Giuseppe Peano e Bertrand Russell e, dall’altro lato, dalla concezione assiomatica del già citato David Hilbert.

Il motto di Poincaré era: «Con la logica si dimostra, con l’intuizione si inventa». Ovvero, per dirla alla Kant: «La logica senza intuizione è vuota, e l’intuizione senza la logica è cieca». E il richiamo a Kant, sia nel motto che nell’uso del termine «intuizione », non è affatto casuale. Poincaré riteneva infatti, diversamente da Russell, che Kant avesse ragione a credere che l’aritmetica fosse sintetica a priori e non analitica: cioè, non riconducibile alla sola logica, come poi confermerà Kurt Gödel nel 1931.

La geometria, invece, secondo Poincaré era convenzionale. Se infatti fosse stata a priori, non se ne sarebbe potuta immaginare che una: ad esempio, quella euclidea, come pensava appunto Kant, con una posizione che era stata minata dalla scoperta della geometria iperbolica. La scelta fra le varie geometrie non era comunque una questione di verità, ma di utilità e comodità: allo stesso modo, non ha senso chiedersi, fra vari sistemi di misura o di riferimento, quale sia quello giusto.

Ritornando alla logica, di essa Poincaré non aveva certo una grande opinione. Ridicolizzava le sue pretese di concisione, dicendo: «Se ci vogliono 27 equazioni per provare che 1 è un numero, quante ce ne vorranno per dimostrare un vero teorema? ». E a Giuseppe Peano che proclamava, nel suo poetico e maccheronico latino: Simbolismo da alas ad mente de homo, «il simbolismo dà ali alla mente dell’uomo », ribatteva: «Com’è che, avendole ali, non avete mai cominciato a volare?».

Al massimo Poincaré ammetteva che la logica potesse servire a controllare le intuizioni, perché obbligava a dire tutto ciò che di solito si sottintende: un procedimento certo non più veloce, ma forse più sicuro. Questo lo sapeva per esperienza, visto che nella memoria sul problema dei tre corpi, che aveva presentato nel 1889 per il «premio Oscar» messo in palio dall’omonimo re di Svezia e Norvegia, aveva sottointeso un po’ troppo: trovò un errore dopo che essa era già stata pubblicata, e gli toccò pagare le spese di correzione, che ammontarono a una volta e mezza il premio che aveva incassato.

Quanto all’assiomatizzazione, per Poincaré essa non era che un rigore artificiale, sovraimposto all’attività matematica quand’essa era ormai stata effettuata e conclusa: fra l’altro, solo temporaneamente, perché per lui nessun problema era mai definitivamente risolto, ma soltanto più o meno risolto. La finzione con la quale si presenta invece la matematica come un processo ordinato, che parte dagli assiomi e arriva ai teoremi, gli sembrava analoga alla leggendaria macchina di Chicago, nella quale i maiali entrano vivi e ne escono trasformati in prosciutti e salsicce.

Questo è certamente il modo in cui i matematici e i salumieri presentano la loro attività al pubblico ingenuo, ma la realtà è diversa. Per limitarsi ai primi produttori, basta l’esempio di Archimede, che aveva tradotto e tradito i suoi processi mentali dietro dimostrazioni analitiche e logiche. Ma li aveva trovati con un metodo sintetico ed euristico che era andato perduto, e fu ritrovato soltanto nel 1906 da uno studioso tedesco, su un palinsesto della Biblioteca di Costantinopoli.

Poincaré non aveva comunque bisogno di rifarsi all’esperienza di Archimede, perché gli bastava la sua. Come abbiamo già accennato, egli era infatti uno dei due massimi matematici della sua epoca, insieme a Hilbert: uno status che era stato loro riconosciuto non solo con l’affidamento dei discorsi di apertura ai primi due Congressi Internazionali di Matematica, nel 1897 e nel 1900, ma anche con l’assegnazione degli unici due premi Bolyai della storia, nel 1905 e nel 1910.

E l’esperienza di Poincaré gli suggeriva che i suoi risultati più famosi, come lui stesso raccontò, gli erano venuti con ispirazioni improvvise: dopo aver bevuto una tazza di caffè, sul predellino di un autobus sul quale stava salendo, passeggiando sulla spiaggia, attraversando la strada... In momenti, cioè, in cui l’inconscio aveva preso le redini del pensiero, dopo che a lungo e consciamente questo si era concentrato sui problemi da risolvere.

La cosa era confermata dalle sue abitudini di lavoro, studiate dallo psicologo Toulouse nel 1897. Esse consistevano nel concentrarsi soltanto quattro ore al giorno, dalle 10 alle 12 e dalle 17 alle 19, lasciando la mente vagare nel resto del tempo. E nello scrivere senza piani precisi, non sapendo dove sarebbe andato a parare: se l’inizio gli risultava difficile, abbandonava l’argomento; altrimenti procedeva in esplosioni creative che produssero, in quarant’anni, cinquecento lavori di ricerca e una trentina di libri (tra i quali un romanzo giovanile).

Ne La scienza e l’ipotesi, in particolare, egli raccolse le sue prime incursioni sui fondamenti della matematica e della scienza. Per lui si trattava solo di un divertente diversivo, rispetto alla ricerca matematica e scientifica, ma anche a distanza di un secolo i suoi saggi divulgativi non hanno perduto freschezza e leggibilità. Anzi, rimangono più freschi e leggibili di quelli fondazionali dei suoi rivali Russell e Hilbert, le cui concezioni oggi sono ridotte a polverose macerie, distrutte dal terremoto del 1931 provocato dai teoremi di Gödel.

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CREATIVITA’: KANT E LA CRITICA —– Non c’è scienza senza etica (di Henri Poincaré) 17 aprile 2016, di Federico La Sala

Henri Poincaré (1854-1912)

Non c’è scienza senza etica

di Henri Poincaré (Il Sole-24 ore, Domenica, 17.04.2016)

Il rispetto dei fatti e l’attacco ai pregiudizi, l’amore per la verità e per il lavoro collettivo sono una vera palestra per la moralità umana

Spesso, nell’ultima metà del XIX secolo, si è sognato di creare una morale scientifica. Non ci si accontentava di vantare le virtù educative della scienza, i vantaggi che l’animo umano ricava per il proprio perfezionamento dal guardare in faccia la verità; si contava sul fatto che la scienza mettesse le verità morali al di sopra di ogni contestazione, così come ha fatto per i teoremi di matematica e per le leggi enunciate dai fisici.

Dall’altro lato, c’erano alcuni che della scienza pensavano tutto il male possibile, e in essa vedevano una scuola d’immoralità. Non soltanto essa dà troppo spazio alla materia, levandoci il senso del rispetto (perché rispettiamo soltanto ciò che non osiamo guardare dritto in faccia), ma le sue conclusioni non rappresenteranno forse la negazione della morale? Come ha detto non ricordo quale celebre autore, la scienza spegnerà le luci del cielo o, per lo meno, le priverà di ciò che hanno di misterioso per ridurle allo stato di volgari lampioni.

Cosa dovremmo pensare delle speranze degli uni e delle paure degli altri? Non ho esitazione a rispondere che sono entrambe vane, le une come le altre. Non può esistere una morale scientifica, ma non può nemmeno esistere una scienza immorale. La ragione è molto semplice ed è, come dire, puramente grammaticale.

Se le premesse di un sillogismo sono entrambe all’indicativo, lo sarà anche la conclusione. Perché sia possibile mettere la conclusione all’imperativo, è necessario che lo sia almeno una delle premesse. I princìpi della scienza e i postulati della geometria sono all’indicativo, e non potrebbe essere altrimenti; lo sono anche le verità sperimentali, e alla base delle scienze non c’è e non può esserci nient’altro. Il dialettico più astuto può giocare con questi princìpi come vuole, combinandoli e impilandoli gli uni sugli altri: ciò che ne emergerà sarà sempre all’indicativo, non otterrà mai una proposizione che dica «fai questo» oppure «non fare quello», ossia una proposizione che confermi o contraddica la morale.

Ogni morale dogmatica e dimostrativa è dunque destinata fin dal principio a un sicuro insuccesso; è come una macchina in cui vi siano soltanto trasmissioni di moto e nessuna energia motrice. Il motore morale capace di mettere in funzione tutto l’insieme di bielle e ingranaggi può essere soltanto un sentimento.

La scienza può diventare creatrice o ispiratrice di sentimenti? E ciò che la scienza non arriva a fare, può forse conseguirlo l’amore che proviamo per essa?

La scienza ci mette costantemente in relazione con qualcosa di più grande di noi; ci offre uno spettacolo sempre nuovo e sempre più vasto: dietro le cose più grandi che ci mostra, ci fa indovinare qualcosa di ancora più grande. Questo spettacolo è per noi fonte di gioia, una gioia nella quale ci dimentichiamo di noi stessi, ed è per questo motivo che essa è moralmente sana.

Chi ha apprezzato, chi ha visto, anche solo da lontano, la splendida armonia delle leggi naturali, è sicuramente meglio disposto di altri a fare poco caso ai propri piccoli interessi egoistici; costui avrà un ideale che amerà più di se stesso, e questo è il solo terreno su cui si possa costruire un’etica. Per il suo ideale, egli lavorerà senza risparmiarsi e senza aspettarsi alcuna delle ricompense grossolane che invece per altri uomini sono tutto ciò che conta.

Tanto più che la passione che lo ispira è l’amore della verità; un tale amore non è forse di per sé un’etica? Quando avremo acquisito l’abitudine al metodo scientifico, alla sua precisione scrupolosa; quando avremo l’orrore di qualsiasi aggiustamento dell’esperienza; quando ci saremo abituati a temere come il peggior disonore il rimprovero di aver, per quanto innocentemente, truccato i nostri risultati, e quando questo sarà diventato per noi un tratto professionale indelebile, una seconda natura; ebbene quando tutto ciò sarà successo, non ci porteremo forse dietro in tutte le nostre azioni questa preoccupazione per la verità assoluta, fino a non comprendere più cosa spinga un uomo a mentire? Non è forse questo il modo migliore per acquisire la più rara, la più difficile di tutte le sincerità, quella che consiste nel non ingannare noi stessi?

La scienza ci rende inoltre un altro servizio: essa è un’opera collettiva, e non potrebbe essere altrimenti. È come un monumento la cui costruzione richiede secoli di lavoro, in cui ciascuno deve apporre la propria pietra, che talvolta gli costa tutta l’esistenza. La scienza ci fornisce il sentimento della necessità della collaborazione, della solidarietà dei nostri sforzi e di quelli dei nostri contemporanei, e anche di quelli di chi ci ha preceduto e di chi ci seguirà.

Se la scienza non ci appare più impotente nei confronti dei nostri cuori e non è più moralmente indifferente, non potrà forse avere anche un’influenza nociva, come ne ha una utile?

I nostri animi sono un tessuto complesso, dove i fili formati dalle associazioni d’idee si incrociano e si aggrovigliano in tutte le direzioni: tagliare uno di questi fili del tessuto ci espone a strappi del tutto imprevedibili. Non siamo stati noi a tesserlo, ma è un lascito del nostro passato; spesso, le nostre più nobili aspirazioni si trovano attaccate, senza che lo sappiamo, ai pregiudizi più antiquati e ridicoli. La scienza distrugge tali pregiudizi: è il suo compito naturale, il suo dovere. Ma non ne soffriranno le tendenze più nobili, che erano legate ad antiche abitudini?

Si sostiene che la scienza sia distruttrice; ci si spaventa dei disastri che può generare e si teme che, là dove passa, le società non possano sopravvivere. Non vi è però in questi timori una sorta di contraddizione interna? Se si dimostra scientificamente (ammesso che tale dimostrazione sia possibile) che questa o quell’altra abitudine, considerata indispensabile per la stessa esistenza delle società umane, in realtà non era così importante come si pensava e ci illudeva soltanto per la sua venerabile antichità, la moralità umana ne risulterà forse compromessa? Delle due, l’una: o l’abitudine è utile, e allora una qualsiasi scienza ragionevole non potrà dimostrare che non lo è, oppure è inutile, e allora non vi sarà nulla da rimpiangere.

Non esiste, né mai esisterà, una morale scientifica nel senso proprio del termine; tuttavia la scienza può essere, indirettamente, di aiuto alla morale; la scienza largamente intesa non può che servirla; solo la mezza scienza è qualcosa di temibile.

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CREATIVITA’ —– CONTRO KANT E L’ILLUMINISMO, LA “NUOVA” CREATIVITA’ DI ANDREA CARANDINI (L’umanesimo oltre la dea Ragione. Una nuova creatività per liberarci dalla dittatura del tecnicismo) 5 novembre 2012, di Federico La Sala

L’umanesimo oltre la dea Ragione

Una nuova creatività per liberarci dalla dittatura del tecnicismo

di Andrea Carandini (Corriere della Sera, 4.11.2012)

Mancando il seno, il neonato succhia altro e scopre una realtà separata, che riempie di simboli. Oltre ai mondi interno e esterno esiste quello del gioco, della cultura. È la dimensione immateriale dell’essere, che ha fine in sé, in cui trascendiamo la vita pratica. Qui verità superiori intensificano e rappresentano l’essere, rendendo anche la vita pratica feconda. Ma razionalismo, industrialismo e tecnicismo di ’800 e ’900 hanno mortificato l’homo ludens. Svaghi meccanici che hanno puerilizzato e distratto, ponendo la cultura nel retroscena. Priva di creatività, anche la vita materiale è diminuita, serrata nel pensiero fisso dell’economia. A soffrire di ristrettezza sono state soprattutto le scienze dello spirito. L’idea di progresso, tratta dalle scienze naturali ma inapplicabile a quelle umane, ha portato a un presente incolore. L’idea di cultura, inventata nel ’700 da Vico e Herder, è in crisi, e con essa l’idea di Bildung, formazione.

È il momento di tornare all’essenza cultura. La tradizione umanistica si è basata sul senso comune, non sul sapere dimostrato delle scienze. Infatti in costumi, morale ed estetica il caso singolo non si assoggetta a una regola. Kant ha ristretto la conoscenza concettuale all’uso della ragione, escludendo l’estetica, basata su un gusto soggettivo privo di significato conoscitivo. Si è giunti così all’Erlebnis, all’unità significativa, eccezionale, immediata: estranea alla storia. Si è trattato quindi di ridare verità alle scienze dello spirito. L’esperienza storica, infatti, è un continuum di cui l’arte è parte. Quando capiamo un testo, il suo significato si impone come avvince il bello. Nell’antichità le cose belle erano quelle che rifulgevano di per sé, per cui s’imponevano anche nel costume morale. L’antica idea di bello non si limitava all’estetica, aveva un carattere universalmente ontologico.

Dilthey si è chiesto come lo spirito arrivasse a conoscere la storia: «La prima condizione di una scienza della storia sta nel fatto che io stesso sono un essere storico e che colui che... indaga la storia è anche quello che la fa». Si è trattato poi di passare dalla fondazione psicologica (dell’Erlebnis) a quella ermeneutica delle scienze dello spirito. L’esperienza individuale vale come punto di partenza di un allargamento che trascende la ristrettezza della vita singola e abbraccia l’infinità del mondo storico. Yorck e Heidegger hanno individuato la corrispondenza strutturale tra vita e sapere, per cui comprendere è il modo originario dell’essere. Chi comprende l’altro, comprende se stesso, avendo entrambi il modo d’essere della storicità. E la storicità dell’essere è ...È