La paridad R es un concepto de la física de partículas . En el modelo estándar mínimo supersimétrico , el número bariónico y el número leptónico ya no se conservan en todos los acoplamientos renormalizables de la teoría. Dado que la conservación del número bariónico y del número leptón se ha probado con mucha precisión, estos acoplamientos deben ser muy pequeños para no entrar en conflicto con los datos experimentales. La paridad R es una simetría que actúa sobre los campos del Modelo Estándar Supersimétrico Mínimo (MSSM) que prohíbe estos acoplamientos y se puede definir como [1]
o, equivalentemente, como
donde s es el espín , B es el número bariónico y L es el número leptónico. Todas las partículas del modelo estándar tienen una paridad R de +1, mientras que las partículas supersimétricas tienen una paridad R de −1.
Tenga en cuenta que existen diferentes formas de paridad con diferentes efectos y principios, no se debe confundir esta paridad con cualquier otra paridad .
Con la preservación de la paridad R, la partícula supersimétrica más ligera ( LSP ) no puede desintegrarse. Por lo tanto, esta partícula más ligera (si existe) puede explicar la masa faltante observada en el universo, que generalmente se llama materia oscura . [2] Para ajustar las observaciones, se supone que esta partícula tiene una masa de100 GeV/ c 2 a1 TeV/ c 2 , es neutro y sólo interactúa a través de interacciones débiles e interacciones gravitacionales . A menudo se la llama partícula masiva que interactúa débilmente o WIMP.
Normalmente, la materia oscura candidata del MSSM es una mezcla de gauginos e higgsinos electrodébiles y se denomina neutralino . En extensiones del MSSM es posible que un sneutrino sea el candidato a materia oscura. Otra posibilidad es el gravitino , que sólo interactúa mediante interacciones gravitacionales y no requiere una paridad R estricta.
Los acoplamientos renormalizables que violan la paridad R del MSSM son
La restricción más fuerte que involucra este acoplamiento por sí solo proviene de la no observación de las oscilaciones neutrones-antineutrones.
La restricción más fuerte que involucra este acoplamiento por sí solo es la violación de la universalidad de la constante de Fermi en las desintegraciones de corrientes cargadas de quarks y leptónicas.
La restricción más fuerte que involucra este acoplamiento por sí solo es la violación de la universalidad de la constante de Fermi en las desintegraciones de corrientes cargadas leptónicas.
La limitación más fuerte que implica este acoplamiento por sí solo es que conduce a una gran masa de neutrinos.
Si bien las limitaciones de los acoplamientos individuales son razonablemente fuertes, si se combinan varios acoplamientos, se produce la desintegración de los protones . Por lo tanto, existen límites máximos adicionales para los valores de los acoplamientos a partir de límites máximos para la tasa de desintegración de protones.
Sin conservar el número de bariones y leptones y sin tomar acoplamientos para los acoplamientos que violan la paridad R, el protón puede desintegrarse en aproximadamente 10 −2 segundos o, si se supone una violación mínima del sabor, la vida útil del protón puede extenderse a 1 año. Dado que se observa que la vida útil del protón es superior a 10 33 a 10 34 años (dependiendo del canal de desintegración exacto), esto desfavorecería enormemente al modelo. La paridad R establece todos los números de bariones y leptones renormalizables que violan los acoplamientos a cero y el protón es estable en el nivel renormalizable y la vida útil del protón aumenta a 10 32 años y es casi consistente con los datos de observación actuales.
Debido a que la desintegración de protones implica violar simultáneamente el número de leptones y bariones, ningún acoplamiento que viole la paridad R renormalizable conduce a la desintegración de protones. Esto ha motivado el estudio de la violación de la paridad R, donde solo un conjunto de acoplamientos que violan la paridad R son distintos de cero, lo que a veces se denomina hipótesis de dominancia del acoplamiento único.
Una forma muy atractiva de motivar la paridad R es con una simetría de calibre continuo B - L que se rompe espontáneamente a una escala inaccesible a los experimentos actuales. A continuo prohíbe términos renormalizables que violen B y L . [3] [4] [5] [6] Si solo se divide por valores de expectativa de vacío escalar (u otros parámetros de orden) que llevan valores enteros pares de 3( B − L ) , entonces existe un subgrupo remanente discreto exactamente conservado que tiene las propiedades deseadas. [7] [8] [9] [10] [11] La cuestión crucial es determinar si el sneutrino (el compañero supersimétrico del neutrino), que es impar bajo paridad R, desarrolla un valor esperado de vacío. Se puede demostrar, sobre bases fenomenológicas, que esto no puede suceder en ninguna teoría que se rompa en una escala muy por encima de la electrodébil . Esto es cierto en cualquier teoría basada en un mecanismo de balancín a gran escala . [12] Como consecuencia, en tales teorías la paridad R sigue siendo exacta en todas las energías.
Este fenómeno puede surgir como una simetría automática en las grandes teorías unificadas SO(10) . Esta ocurrencia natural de paridad R es posible porque en SO (10) los fermiones del modelo estándar surgen de la representación de espinor de 16 dimensiones , mientras que el Higgs surge de una representación vectorial de 10 dimensiones. Para realizar un acoplamiento invariante SO(10), se debe tener un número par de campos de espinor (es decir, que haya una paridad de espinor). Después de romper la simetría GUT, esta paridad de espinor desciende a paridad R siempre que no se utilicen campos de espinor para romper la simetría GUT. Se han construido ejemplos explícitos de tales teorías SO(10). [13] [14]
