In Two-Higgs-Doublet models, the conditions for CP violation can be expressedin terms of invariants under U(2) rotations among the two SU(2) Higgs doubletfields. In order to design a strategy for measuring the invariants we expressthem in terms of observables, i.e., masses and couplings of scalar bosons. Wefind amplitudes directly sensitive to the invariants. Observation of theStandard-Model-like Higgs boson at the LHC severely constrains the models. Inparticular, in the model with Z_2 symmetry imposed on dimension-4 terms (inorder to eliminate tree-level flavour-changing neutral currents), CP violationis strongly suppressed. On the other hand, the most general Two-Higgs-Doubletmodel (without Z_2 symmetry) would still allow for CP violation to be presentin the model, without being in conflict with the LHC data. Consequently, alsoflavour-changing neutral currents would in general be expected. We brieflysketch a strategy for measuring the remaining CP violation.

We study gauge and gravity backreaction in a holographic model of quantumquench across a superfluid critical transition. The model involves a complexscalar field coupled to a gauge and gravity field in the bulk. In earlier work(arXiv:1211.1776) the scalar field had a strong self-coupling, in which casethe backreaction on both the metric and the gauge field can be ignored. In thisapproximation, it was shown that when a time dependent source for the orderparameter drives the system across the critical point at a rate slow comparedto the initial gap, the dynamics in the critical region is dominated by a zeromode of the bulk scalar, leading to a Kibble-Zurek type scaling function. Weshow that this mechanism for emergence of scaling behavior continues to holdwithout any self-coupling in the presence of backreaction of gauge field andgravity. Even though there are no zero modes for the metric and the gaugefield, the scalar dynamics induces adiabaticity breakdown leading to scaling.This yields scaling behavior for the time dependence of the charge density andenergy momentum tensor.

We study the general effects of anomalous U(1)_A gauge symmetry on softsupersymmetry (SUSY) breaking terms in large volume scenario, where the MSSMsector is localized on a small cycle whose volume is stabilized by the D-termpotential of the U(1)_A. Since it obtains SUSY breaking mass regardless of thedetailed form of K\"ahler potential, the U(1)_A vector superfield acts as amessenger mediating the SUSY breaking in the moduli sector to the MSSM sector.Then, through the loops of U(1)_A vector superfield, there arise soft masses ofthe order of m_{3/2}^2/8\pi^2 for scalar mass squares, m_{3/2}/(8\pi^2)^2 forgaugino masses, and m_{3/2}/8\pi^2 for A-paramteres. In addition, the massiveU(1)_A vector superfield can have non-zero F and D-components through themoduli mixing in the K\"ahler potential, and this can result in larger softmasses depending upon the details of the moduli mixing. For instance, in thepresence of one-loop induced moduli mixing between the visible sector modulusand the large volume modulus, the U(1)_A D-term provides soft scalar masssquares of the order of m_{3/2}^2. However, if the visible sector modulus ismixed only with small cycle moduli, its effect on soft terms depends on how tostabilize the small cycle moduli.

We study soft theorems at one loop in planar N=4 super Yang-Mills theorythrough finite order in the infrared regulator and to subleading order in thesoft parameter {\delta}. In particular, we derive a universal constraint fromdual superconformal symmetry, which we use to bootstrap subleading log {\delta}behaviour. Moreover, we determine the complete infrared-finite subleading softcontribution of n-point MHV amplitudes using momentum twistors. Finally, wecompute the subleading log {\delta} behaviour of one-loop NMHV ratio functionsat six and seven points, finding that universality holds within but not betweenhelicity sectors.

It is known from earlier work of Iqbal, Liu (arXiv:0809.3808) that theboundary transport coefficients such as electrical conductivity (at vanishingchemical potential), shear viscosity etc. at low frequency and finitetemperature can be expressed in terms of geometrical quantities evaluated atthe horizon. In the case of electrical conductivity, at zero chemical potentialgauge field fluctuation and metric fluctuation decouples, resulting in atrivial flow from horizon to boundary. In the presence of chemical potential,the story becomes complicated due to the fact that gauge field and metricfluctuation can no longer be decoupled. This results in a nontrivial flow fromhorizon to boundary. Though horizon conductivity can be expressed in terms ofgeometrical quantities evaluated at the horizon, there exist no such neatresult for electrical conductivity at the boundary. In this paper we propose anexpression for boundary conductivity expressed in terms of geometricalquantities evaluated at the horizon and thermodynamical quantities. We alsoconsider the theory at finite cutoff outside the horizon (arXiv:1006.1902) andgive an expression for cutoff dependent electrical conductivity, whichinterpolates smoothly between horizon conductivity and boundary conductivity .Using the results about the electrical conductivity we gain much insight intothe universality of thermal conductivity to viscosity ratio proposed inarXiv:0912.2719.

We study the BPS spectrum of four-dimensional $\mathcal{N}=2$ superconformalfield theory of Argyres-Douglas type, obtained via twisted compactification ofsix-dimensional $A_{N-1}$ $(2,0)$ theory on a sphere with an irregularpuncture, by using spectral networks. We give strong evidence of theequivalence of $\mathcal{N}=2$ superconformal field theories fromsix-dimensional theories of different ranks by systematically comparing thechamber structure and wall-crossing phenomena.

Standard Model may be defined with the additional discrete symmetry, i.e.with the gauge group $SU(3)\times SU(2) \times U(1)/{\cal Z}$ (${\cal Z} =Z_6$, $Z_3$ or $Z_2$) instead of the usual $SU(3)\times SU(2) \times U(1)$. Ithas the same perturbation expansion as the conventional one. However, it maydescribe nature in a different way at the energies compared to the trivialitybound (of about 1 Tev). In this paper we present a possibility to observe thisdifference assuming that the gauge group of the Standard Model is embedded intothe gauge group of an {\it a priory} unknown model, which describes physics ata Tev scale. This difference is related to the monopole content of the theory.We illustrate our results by consideration of the Petite Unification of quarksand leptons.

We show that in the presence of external fields for which either$\dot{\vb{B}}^{\mathrm{ext}}\neq 0$ or $\nabla\times\vb{E}^{\mathrm{ext}}\neq0$ it is not possible to derive the classical Maxwell equations from an actionwith only one gauge field. We suggest that one possible solution is to considera second physical pseudo-vector gauge field $C$. The action for this theory isoriginally motivated by the inclusion of magnetic monopoles. These particlesplay no role in this work and our argument is only based in, that the violationof the Bianchi identities, cannot be accounted at the action level with onlythe standard gauge field. We give a particular example for a periodic rotatingexternal magnetic field. Our construction holds that at classical level boththe vector and pseudo-vector gauge fields $A$ and $C$ are regular. We comparepseudo-photon with paraphoton (graviphoton) theories concluding that, besidesthe mechanisms of gauge symmetry breaking already studied, the Bianchiidentities violation are a crucial difference between both theories. We alsoshow that, due to Dirac's quantization condition, at quantum field theory levelthe effects due to pseudo-photons and photons can be distinguished by therespective contributions to the magnetic moment of fermions and vacuumpolarization. These effects may be relevant in astrophysical environments,namely close and inside neutron stars and magnetars. [Erratum: The constructionin this work must, at most, be considered as a conceptual system or toy model.Are discussed systems where the results may have relevance.]

We compute annihilation amplitudes for charmless B decays that areproportional to the three-parton twist-3 light meson distribution amplitudephi_{3M}(x1,x2) with an active gluon. Due to an enhancement from a quarkpropagator at the scale p^2 ~ mb\Lambda_QCD these terms occur at the sameparametric order in alpha_s(mb) and 1/mb as the known leading orderannihilation involving fB and twist-2 meson distributions. With our calculationthe leading order annihilation amplitude is now complete. At lowest order inalpha_s the amplitudes are real and only O_{5-8} contribute. Using simplemodels we find that the three-parton and two-parton terms are of comparablesize.

The kinematic space could play a key role in constructing the bulk geometryfrom dual CFT. In this paper, we study the kinematic space from geometricpoints of view, without resorting to differential entropy. We find that thekinematic space could be intrinsically defined in the embedding space. For eachoriented geodesic in the Poincar\'e disk, there is a corresponding point in thekinematic space. This point is the tip of the causal diamond of the disk whoseintersection with the Poincar\'e disk determines the geodesic. In thisgeometric construction, the causal structure in the kinematic space can be seenclearly. Moreover, we find that every transformation in the $SL(2,\mathbb{R})$leads to a geodesic in the kinematic space. In particular, for a hyperbolictransformation defining a BTZ black hole, it is a timelike geodesic in thekinematic space. We show that the horizon length of the static BTZ black holecould be computed by the geodesic length of corresponding points in thekinematic space. Furthermore, we discuss the fundamental regions in thekinematic space for the BTZ blackhole and multi-boundary wormholes.