이중 중력자

이중 중력자
구성.	소립자
가족	게이지 보손
상호 작용	중력
상황	가설
반입자	자신
이론화	2000년대
전하	0 e
스핀	2

이론 물리학에서, 이중 중력자(dual graviton)는 전기-자기 이중성 아래 있는 중력의 이중인 가상의 소립자이며,^[3] 11차원의 초중력 공식에 의해 예측됩니다.

이중 중력자는 ^[4]1980년에 처음 가설화 되었다.그것은 ^[1]^[2]2000년대에 이론적으로 모델링되었고, 그 후 전기-자기 이중성의 ^[3]틀에서 SO(8) 초중력의 11차원 수학에서 예측되었다.그것은 다시 11차원으로 ^[5]E 일반화₁₁ 기하학에서 나타났고, E는₇ 11차원으로 ^[6]비엘바인 기하학을 일반화했다.중력자와 이중 중력자 사이에는 국소 결합이 없지만, 이중 중력자에 의해 도입된 장은 추가 차원에서 ^[7]비국소 중력장으로 BF 모델에 결합될 수 있다.

오기베츠키-폴루바리노프 모델의^[8] 거대한 이중 중력은 이중 중력장을 자체 에너지 운동 ^[9]^[10]텐서의 컬에 결합함으로써 얻을 수 있다.

앞서 언급한 이중 중력자 이론은 평평한 공간에 있다.de Sitter 및 Anti-de Sitter 공간(A)dS에서 질량이 없는 이중 중력자는 평탄한 공간에서의 Curtright 장에 비해 게이지 대칭 동역학을 덜 나타내므로 혼합 대칭장은 ^[11]더 자유도로 전파된다.단, (A)dS의 듀얼 그라비톤은 GL(D) 표현으로 변환되며, 이는 평탄한 ^[12]공간에서의 매시브 듀얼 그라비톤과 동일하다.이 명백한 역설은 브링크,^[13]^[14] 메차예프 및 바실리예프 추측의 전개 기법을 사용하여 해결할 수 있다.(A)dS의 매시브 듀얼 그라비톤에 대해서는 매스리스 스핀-2필드 및 프로카필드와의 ^[11]슈투켈버그 결합으로 듀얼필드 발현 후 평탄한계를 명확히 한다.

이중 선형 중력

선형화된 중력의 이중 공식은 혼합된 $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\cdots \lambda _{D-3}\mu }$ 대칭 $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\cdots \lambda _{D-3}\mu }$ T $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\cdots \lambda _{D-3}\mu }$ 1 $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\cdots \lambda _{D-3}\mu }$ 2 $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\cdots \lambda _{D-3}\mu }$ D $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\cdots \lambda _{D-3}\mu }$ - $(\$ {\ $lambda_{1}\lambda_{2}\cdots\lambda_{D-3}\$ mu $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\cdots \lambda _{D-3}\mu }$ 에 의해 설명되며, 이는 D차원 4에 이은 임의의 문자이다.

T_{1}\lambda _{2}\cdots \cdots \cdots _{D-3}\mu}=T_{\lambda _{1}\cdots \cdots _{D-3}\mu}

\displaystyle T_{\lambda_{1}\cdots\cdots\cdots\cdda_{D-3}\mu}=0.}

여기서 각 괄호는 반대칭화를 나타냅니다.

5차원 시공간에서 스핀-2 이중 중력자는 Curtright $T_{\alpha \beta \gamma }$ $Tα$ β $T_{\alpha \beta \gamma }$ β $T_{\alpha \beta \gamma }$ ${\displaystyle$ T_{\alpha \ $beta$ \ $gamma$ 에 의해 설명된다.대칭 특성은 다음을 의미합니다.

\displaystyle T_{\alpha \displays \displays }= T_{[\alpha \displays ]\displays }

\displaystyle T_{[\alpha \displays]\timeout }+T_{[\gamma \alpha ]\timeout }= 0.}

스핀-2 듀얼 중력 $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\mu }$ dual 1 $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\mu }$ $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\mu }$ μ {\ $displaystyle T_{\lambda$ _{ $1}\lambda$ _{ $2}\mu$ }}에 $T_{\lambda _{1}\lambda _{2}\mu }$ 대한 라그랑지안 작용, 커트라이트 필드는^[2]^[15]

\displaystyle {\cal {L}}_{\rm {1}{12}=\left(F_{[\alpha \flac \flac \flac \flac ]\flash }\flash }-3F_{\flash \xi }{\f}F^{\f}

$F_{\alpha \beta \gamma \delta }$ 서 F $F_{\alpha \beta \gamma \delta }$ β $F_{\alpha \beta \gamma \delta }$ β $β {\$ （ \ $style$ F _ { \ $alpha$ \ $beta$ \ $gamma$ \ $delta }$ ）는 $F_{\alpha \beta \gamma \delta }$ 다음과 같이 정의됩니다.

\displaystyle F_{\alpha \displays }=\displays _{\alpha }T_{\displays }+{\gamma \alpha }\displays }T_{\displays }T_{\displays}{\displays}T_{\displays }

커트라이트 필드의 게이지 대칭은

\displaystyle _{\alpha \alpha }T_{[\alpha \alpha ]\alpha }=2(\displays_{\alpha}\alpha_{\display})+\displays_{\alpha}-\alpha_{\alpha}\alpha}\alpha }\alpha }\alpha } } } } } } 2 {\ {\ {\ {\ {\ {\ {\ {\ {\ {\ {\ {\ {\ }

이중 중력자의 이중 리만 곡률 텐서는 다음과 ^[2]같이 정의됩니다.

\displaystyle E_{\alpha \beta \delta ][\varepsilon \gamma ]\equiv {frac {1}{\varepsilon }F_{\alpha \beta }F_{\gamma }-\partial _{\alpha \ta \ta }

그리고 이중 중력자의 이중 리치 곡률 텐서와 스칼라 곡률은 각각

\displaystyle E_{\alpha \displays }=g^{\varepsilon \displays }E_{\alpha \displaysilon \displays ][\varepsilon \display ]},

E_{\alpha }=g^{\display \displays }E_{\alpha \displays }

그들은 다음과 같은 비앙치 신분을 충족한다.

(\displaystyle \alpha }(E^{[\alpha \alpha \alpha ]\alpha })+g^{\alpha [\alpha }E^{\beta ])= 0,}

$g^{\alpha \beta }$ 서 gα $g^{\alpha \beta }$ {\ $displaystyle$ g $^{\alpha \beta }}$ 는 $g^{\alpha\beta}$ 5D 시공간 메트릭입니다.

거대한 이중 중력

4-D에서, 이중 중력의 스핀리스 질량 버전의 라그랑지안은

${{displaystyle {L_{\rm {lot,mass}}^{\rm {spinless}}}=-{\frac {1}{2}u+{\frac {1}{{3}g(v-gu)^{3}\frac {{2}}{{{F}}{FR}}{FR}}{FR}}}{FR}}}}}{frac}}}}}}{{{{{f}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}$

여기에서 Vμ=16ϵ μα β γ Vα β γ, v=Vμ Vμ과 ux∂μ Vμ.{\displaystyle V^{\mu}={\frac{1}{6}}\epsilon ^{\mu \alpha \beta \gamma}V_{\alpha \beta \gamma}~,v=V_{\mu}V^{\mu}{\text{과}}~u=\partial _{\mu}V^{\mu}.}[16]그 결합 상수 g/m{\displaystyle g/m}은 e.에 나타납니다quat다음 방정식과 같이 적합하게 개선된 에너지 운동량 텐서 $\theta$ (\ $displaystyle \theta)$ 의 $\theta$ 트레이스를 필드에 결합하기 위한 운동 이온

$\displaystyle \left(\Box +m^{2}\오른쪽)V_{\mu }=snfrac {g}{m}}\snfs_{\mu}\theta .}$

그리고 ^[10]4차원에서의 스핀 2의 거대한 이중 중력에 대하여, 라그랑지안은 또한 혼데스키 이론을 구성하는 헤시안 행렬의 관점에서 공식화됩니다.

${text{det}({\nu}^{\mu}+{\frac {g}{\nu}^{\mu})=1-{\frac {1}{2}K_{\alpha }^{\beta }^{\frac } {\frac } }_{\gamma }^{\delta }K_{\delta }^{\alpha }\right],$

$K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ 서 K $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ 3 $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ [ $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ β $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ β $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ β β $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ β $K_{\mu }^{\nu }=3\partial _{\alpha }T_{[\beta \gamma ]\mu }\epsilon ^{\alpha \beta \gamma \nu }$ β β δ {\ $display K_{\mu$ } = $3\display_{\alpha }T_{[\beta \display ]\mu$ } \ $ilon$ }.

따라서 0번째 상호작용 부분, 즉 라그랑지안의 세 번째 항은 $K_{\alpha }^{\beta }\theta _{\beta }^{\alpha }$ $K_{\alpha }^{\beta }\theta _{\beta }^{\alpha }$ β $K_{\alpha }^{\beta }\theta _{\beta }^{\alpha }$ $K_{\alpha }^{\beta }\theta _{\beta }^{\alpha }$ α {\ $displaystyle K_{\alpha$ }^{\ $beta$ }\ $theta$ _{\ $beta$ }^{\ $alpha }$ 로 $K_{\alpha }^{\beta }\theta _{\beta }^{\alpha }$ 읽을 수 있으므로 운동 방정식은 다음과 같다.

$\displaystyle \left(\Box +m^{2}\오른쪽)T_{[\alpha \mu ]\seta }=setfrac {g}{m}P_{\alpha \seta \mu \nu }\seta ^{\seta \mu \nu },$

$여기$ 서 P $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ β β $β =$ 2 $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ β $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ β $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ β β β $β$ - $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ β β β β β β β β β $β$ β β $β$ $β$ β β β β β $β$ β β β β β β β β β β β $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ β β β β β β β β β β β $P_{\alpha \beta \gamma ,\lambda \mu \nu }=2\epsilon _{\alpha \beta \lambda \mu }\eta _{\gamma \nu }+\epsilon _{\alpha \gamma \lambda \mu }\eta _{\beta \nu }-\epsilon _{\beta \gamma \lambda \mu }\eta _{\alpha \nu }$ β β β β β $β$ 그러한 SO(2) 이론의 젊은 대칭자.

임의의 N-D에서의 질량 이론의 해, 즉 Curtright $T_{[\lambda _{1}\lambda _{2}...\lambda _{N-3}]\mu }$ T [ $T_{[\lambda _{1}\lambda _{2}...\lambda _{N-3}]\mu }$ 1 $T_{[\lambda _{1}\lambda _{2}...\lambda _{N-3}]\mu }$ 2 . $T_{[\lambda _{1}\lambda _{2}...\lambda _{N-3}]\mu }$ N - $T_{[\lambda _{1}\lambda _{2}...\lambda _{N-3}]\mu }$ ] $T_{[\lambda _{1}\lambda _{2}...\lambda _{N-3}]\mu }$ _ ${1$ }\ $lambda$ _ ${$ }...\ $lambda$ _ { N - $3$ } \ $mu$ 、 symmetrizer는 SO(N-2)^[9]가 됩니다 $.$

BF이론에 의한 이중 중력자 결합

이중 중력자는 다음과 같은 라그랑지안 작용을^[7] 통해 D = 5의 위상 BF 모델과 상호작용을 한다.

({displaystyle S_{\rm {L}}=\int d^{5}xcal\cal {L}}_{\rm {L}}+{\cal {L}}_{\rm {BF}}}).}

어디에

{L}_{\rm {BF}}=Tr[\mathbf {B} \mathbf {F}

여기서 F $\mathbf {F} \equiv d\mathbf {A} \sim R_{ab}$ $\mathbf {F} \equiv d\mathbf {A} \sim R_{ab}$ A $\mathbf {F} \equiv d\mathbf {A} \sim R_{ab}$ ~ $\mathbf {F} \equiv d\mathbf {A} \sim R_{ab}$ $\mathbf {F} \equiv d\mathbf {A} \sim R_{ab}$ b \ $displaystyle$ \ $mathbf$ { $F }$ \ $equiv$ d\ $mathbf { A$ } \ $sim R_$ { $\mathbf {F} \equiv d\mathbf {A} \sim R_{ab}$ $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ } 은 곡률형이며 $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ a $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ e $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ e $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ e e e b $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ \ $displaystyle$ \ $mathbf$ { $B$ } \ $equiv$ e^ { $a$ } \ $wed e^$ { $b$ } 은 $\mathbf {B} \equiv e^{a}\wedge e^{b}$ 배경 필드이다.

원칙적으로, 그것은 선형화된 아인슈타인과 마찬가지로 BF 중력 모델과 결합되어야 한다.D > 4에서의 Hilbert 액션:

S_{\rm {BF}=\int d^{5}xcal {L}}_{\rm {EH}}={1 \over 2)\int \mathrm {d}^{5}xR{\sqrt {-g}}}.

$g=\det(g_{\mu \nu })$ 서 g $=$ ( $g=\det(g_{\mu \nu })$ μ $g=\det(g_{\mu \nu })$ ) { $displaystyle$ g=\ $det(g_{\mu \nu }}$ 은 메트릭 $g=\det(g_{\mu \nu })$ 텐서 행렬의 $R$ 이고, R{\ $displaystyle$ R $}$ 은 $R$ Ricci 스칼라이다.

이중 중력 전자기

마찬가지로 중력자에 대해 중력자기장과 중력전자를 정의하면서 이중 중력자에 ^[17]대해 전기장과 자기장을 정의할 수 있습니다. $h_{ab}$ $h_{ab}$ $E_{ab}[h_{ab}]$ $E_{ab}[h_{ab}]$ b $h_{ab}$ [ $h$ a $]{$ $displaystyle E$ _ { $ab$ }[ $B_{ab}[h_{ab}]$ $_$ { $ab$ }}와 $E_{ab}[h_{ab}]$ 중력 $B_{ab}[h_{ab}]$ B $B_{ab}[h_{ab}]$ [ $B_{ab}[h_{ab}]$ $B_{ab}[h_{ab}]$ ]{ $displaystyle B$ _ ${ab$ $B_{ab}[h_{ab}]$ }[ $h$ _ { $ab$ $}}$ 와 $B_{ab}[h_{ab}]$ $h_{{ab}}$ 중력 $E_{ab}[T_{abc}]$ 의 관계는 다음과 같습니다. $le E_{ab}[$ $T_{abc}}$ 및 $E_{ab}[T_{abc}]$ 중력 $B_{ab}[T_{abc}]$ $B_{ab}[T_{abc}]$ a $B_{ab}[T_{abc}]$ [ $B_{ab}[T_{abc}]$ $B_{ab}[T_{abc}]$ b $]{displaystyle B_{ab}[$ $T_{abc}$ 중력 $T_{abc}$ b c의 $B_{ab}[T_{abc}]$ $T_{abc}$ T_ ${abc}$ { $displaystyle T_{abc$ ^[18]^[15] :

B_{ab}[T_{abc}]=E_{ab}[h_{ab}

E_{ab}[T_{abc}=-B_{ab}[h_{ab}

및 듀얼 스칼라 $곡률$ E $(\displaystyle$ E $E$ ^[18]의 $R$ 스칼라 $곡률$ R $(\$ $displaystyle$ R $):$

E=\star R

R=-\star E

여기서 ${\(\displaystyle \star)$ 는 $\star$ Hodge 듀얼을 나타냅니다.

등각 중력에서의 이중 중력자

D = 6에서 자유(4.0) 등각 중력은 다음과 같이 정의된다.

{\mathcal {S}=\int \mathrm {d} ^{6}x440rt {-g}C_{ABCD}C^{ABCD}}

$C_{ABCD}$ 서 $C_{ABCD}$ $C_{ABCD}$ $C_{ABCD}$ $C_{ABCD}$ D $({$ 는 $C_{ABCD}$ D = 6의 와일 텐서이다.자유(4.0) 등각 중력은 D = ^[19]4에서 일반 공간에서는 중력자로, 이중 공간에서는 이중 중력자로 감소될 수 있다.

기하학적 중력 이론에서 와일 텐서를 생성하는 랭조스 텐서와 커트라이트 텐서, 특히 아인슈타인 이론에서 선형화된 스핀 연결의 공통 대칭 특성 사이의 유사성을 쉽게 알 수 있습니다.그러나, Lanczos 텐서는 D=^[20]4에서 기하학의 텐서이고, Curtright 텐서는 임의의 치수의 필드 텐서이다.

「」를 참조해 주세요.

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v t 끈 이론
배경	줄들 우주의 끈 끈 이론의 역사 제1차 슈퍼스트링 혁명 제2의 슈퍼스트링 혁명 끈 이론 풍경
이론.	난부-고토 액션 폴랴코프 작용 보손 끈 이론 초끈 이론 타입 I 문자열 타입 II 문자열 타입 IIA 문자열 타입 IIB 문자열 헤테로틱 문자열 N=2 슈퍼스트링 F이론 문자열장론 행렬 끈 이론 비임계 문자열 이론 비선형 시그마 모델 타키온 응축 RNS 형식주의 GS 형식주의
문자열 이중성	T이중성 S-듀얼리티 U-이중성 몬토넨-올리브 이중성
입자 및 필드	중력 딜라톤 타치온 Ramond - Ramond 필드 칼브-라몬드 필드 자기 단극자 이중 중력자 이중 광자
분기	D-브레인 NS5 브레인 M2 브레인 M5 브레인 S-브레인 검은 브레인 블랙홀 검정색 문자열 브레인 우주론 떨림도 하나니-위튼 전이
등각장론	비라소로 대수 거울 대칭 등각 이상 등각 대수 초정식 대수 정점 연산자 대수 루프 대수 카크-무디 대수 웨스 주미노위튼 모형
게이지 이론	이상 인스턴트온 Chern-Simons 형식 보고몰나이-프라사드-소머필드 방면 예외적인 Lie 그룹(G₂, F₄, E₆, E₇, E₈, E) ADE 분류 Dirac 문자열 p형 전기 역학
기하학.	칼루자-클레인 이론 콤팩트화 왜 10차원일까요? 켈러 다양체 리치 평탄 다양체 칼라비-야우 다양체 하이퍼켈러 다양체 K3 표면 G다양체₂ 스핀(7)-매니폴드 일반화 복합 다양체 오르비폴드 코니폴드 오리엔티폴드 모듈리 공간 호아바-위튼 도메인 벽 K이론(물리학) 꼬임K이론
초대칭성	초중력 초공간 거짓말 초대칭 거짓말 슈퍼그룹
홀로그래피	홀로그래픽 원리 AdS/CFT 대응
M이론	행렬 이론 M이론 입문
끈 이론가	아가나기치 아르카니하메드 아티야 은행 베렌슈타인 부소 클리버 커트라이트 다이크그라프 디스트러 더글러스 더프 드발리 페라라 피슐러 프리단 게이츠 글리오지 고파쿠마르 초록의 그린 징그러워 굽서 구코프 거스 핸슨 하비 '호프트 없음' 호아바 기븐스 카흐루 카쿠 카로시 칼루자 카푸스틴 클레바노프 니즈니크 콘체비치 클라인 린데 말라세나 만델스탐 마롤프 마르티네크 민왈라 무어 모틀 묵히 마이어스 나노풀로스 나스타세 네크라소프 네베우 닐슨 판 니우웬후이젠 노비코프 올리브 우구리 오브루트 폴친스키 폴랴코프 라자라만 라몬드 랜달 란지바르대미 로체크 럼 사그노티 셔크 슈바르츠 세이베루 센 셴커 시겔 실버스타인 선 슈타우다허 슈타인하르트 스트로밍거 선드럼 서스킨드 타운센드 트리베디 투록 바파 베네치아노 베린데 베린데 웨스 위튼 야우 요네야 자몰로드치코프 자몰로드치코프 자슬로 주미노 츠비바흐

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