Teoría de Peccei-Quinn

Teoría ahora descartada en física de partículas

En física de partículas , la teoría de Peccei-Quinn es una propuesta bien conocida y de larga data para la resolución del problema CP fuerte formulada por Roberto Peccei y Helen Quinn en 1977. ^{[1] [2]} La teoría introduce una nueva simetría anómala al modelo estándar junto con un nuevo campo escalar que rompe espontáneamente la simetría a bajas energías, dando lugar a un axión que suprime la problemática violación CP . Este modelo ha sido descartado hace mucho tiempo por experimentos y, en cambio, ha sido reemplazado por modelos de axiones invisibles similares que utilizan el mismo mecanismo para resolver el problema de CP fuerte.

Descripción general

La cromodinámica cuántica (QCD) tiene una estructura de vacío complicada que da lugar a una CP que viola el término θ en el lagrangiano. Tal término puede tener varios efectos no perturbativos, uno de los cuales es darle al neutrón un momento dipolar eléctrico . La ausencia de este momento dipolar en los experimentos ^[3] requiere que el ajuste fino del término θ sea muy pequeño, algo conocido como problema de CP fuerte. Motivada como solución a este problema, la teoría de Peccei-Quinn (PQ) introduce un nuevo campo escalar complejo además del doblete de Higgs estándar . ^{[4] Este campo escalar se acopla a} quarks de tipo d mediante términos de Yukawa , mientras que el Higgs ahora sólo se acopla a los quarks de tipo up. Además, se introduce una nueva simetría U (1) anómala quiral global, la simetría de Peccei-Quinn, bajo la cual se carga, lo que requiere que algunos de los fermiones también tengan una carga PQ. El campo escalar también tiene un potencial ${\displaystyle \varphi }$ ${\displaystyle \varphi }$

${\displaystyle V(\varphi )=\mu ^{2}{\bigg (}|\varphi |^{2}-{\frac {f_{a}^{2}}{2}}{\bigg )}^{2},}$

donde es un parámetro adimensional y se conoce como constante de desintegración. El potencial da como resultado tener el valor esperado de vacío en la transición de fase electrodébil . ${\displaystyle \mu }$ ${\displaystyle f_{a}}$ ${\displaystyle \varphi }$ ${\displaystyle \langle \varphi \rangle =f_{a}/{\sqrt {2}}}$

La ruptura espontánea de la simetría de Peccei-Quinn por debajo de la escala electrodébil da lugar a un bosón pseudo-Goldstone conocido como axión , con el lagrangiano resultante tomando la forma ^[5] ${\displaystyle a}$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\text{tot}}={\mathcal {L}}_{\text{SM,axions}}+\theta {\frac {g_{s}^{2}}{32\pi ^{2}}}{\tilde {G}}_{b}^{\mu \nu }G_{b\mu \nu }+\xi {\frac {a}{f_{a}}}{\frac {g_{s}^{2}}{32\pi ^{2}}}{\tilde {G}}_{b}^{\mu \nu }G_{b\mu \nu },}$

donde el primer término es el Modelo Estándar (SM) y el axión Lagrangiano que incluye interacciones axión-fermión que surgen de los términos de Yukawa. El segundo término es el CP que viola el término θ, con la constante de acoplamiento fuerte , el tensor de intensidad de campo de gluones y el tensor de intensidad de campo dual. El tercer término se conoce como anomalía del color , una consecuencia de que la simetría Peccei-Quinn es anómala, y está determinada por la elección de las cargas PQ de los quarks. Si la simetría también es anómala en el sector electromagnético, habrá además un término de anomalía que acopla el axión a los fotones. Debido a la presencia de la anomalía de color, el ángulo efectivo se modifica a , dando lugar a un potencial efectivo a través de efectos instantáneos , que puede aproximarse en la aproximación del gas diluido como ${\displaystyle g_{s}}$ ${\displaystyle G_{b\mu \nu }}$ ${\displaystyle {\tilde {G}}_{b\mu \nu }}$ ${\displaystyle \xi }$ ${\displaystyle \theta }$ ${\displaystyle \theta +\xi a/f_{a}}$

${\displaystyle V_{\text{eff}}\sim \cos {\bigg (}\theta +\xi {\frac {\langle a\rangle }{f_{a}}}{\bigg )}.}$

Para minimizar la energía del estado fundamental , el campo de axiones elige el valor esperado del vacío , siendo ahora los axiones excitaciones alrededor de este vacío. Esto provoca la redefinición del campo que conduce a la cancelación del ángulo, resolviendo dinámicamente el problema de CP fuerte. Es importante señalar que el axión es masivo ya que la simetría de Peccei-Quinn está explícitamente rota por la anomalía quiral, con la masa del axión dada aproximadamente en términos de la masa del pión y la constante de desintegración del pión como . ${\displaystyle \langle a\rangle =-f_{a}\theta /\xi }$ ${\displaystyle a\rightarrow a+\langle a\rangle }$ ${\displaystyle \theta }$ ${\displaystyle m_{a}\approx f_{\pi }m_{\pi }/f_{a}}$

Modelos de axiones invisibles

Para que funcione el modelo de Peccei-Quinn, la constante de desintegración debe establecerse en la escala electrodébil, lo que da lugar a un axión pesado. Un axión de este tipo ha sido descartado durante mucho tiempo mediante experimentos, por ejemplo mediante límites en raras desintegraciones de kaones . ^[6] En cambio, hay una variedad de modelos modificados llamados modelos de axiones invisibles que introducen el nuevo campo escalar independientemente de la escala electrodébil, lo que permite valores esperados de vacío mucho mayores y, por lo tanto, axiones muy ligeros. ${\displaystyle K^{+}\rightarrow \pi ^{+}+a}$ ${\displaystyle \varphi }$

Los modelos más populares son los modelos Kim – Shifman – Vainshtein –Zakharov (KSVZ) ^{[7] [8]} y Dine – Fischler –Srednicki–Zhitnisky (DFSZ) ^{[9] [10]} . El modelo KSVZ introduce un nuevo doblete de quarks pesados ​​con carga PQ, adquiriendo su masa a través de un término de Yukawa que involucra . Dado que en este modelo los únicos fermiones que llevan una carga PQ son los quarks pesados, no hay acoplamientos a nivel de árbol entre los fermiones SM y el axión. Mientras tanto, el modelo DFSZ reemplaza el Higgs habitual con dos dobletes de Higgs cargados PQ, y , que dan masa a los fermiones SM a través de los términos habituales de Yukawa, mientras que el nuevo escalar solo interactúa con el modelo estándar a través de un acoplamiento cuártico . Dado que los dos dobletes de Higgs llevan carga PQ, el axión resultante se acopla a fermiones SM a nivel de árbol. ${\displaystyle \varphi }$ ${\displaystyle H_{u}}$ ${\displaystyle H_{d}}$ ${\displaystyle \varphi ^{2}H_{u}H_{d}}$

Ver también

• Portal de física

• Axión
• vacío QCD
• Fuerte problema de CP

Referencias

1. Peccei, RD ; Quinn, HR (20 de junio de 1977). "Conservación de CP en presencia de pseudopartículas". Cartas de revisión física . 38 (25): 1440-1443. Código bibliográfico : 1977PhRvL..38.1440P. doi :10.1103/PhysRevLett.38.1440.
2. Peccei, RD ; Quinn, HR (15 de septiembre de 1977). "Restricciones impuestas por la conservación de CP en presencia de pseudopartículas". Revisión física D. 16 (6): 1791–1797. Código bibliográfico : 1977PhRvD..16.1791P. doi : 10.1103/PhysRevD.16.1791.
3. Panadero, California; Doyle, DD; Geltenbort, P.; Verde, K.; van der Grinten, MGD; Harris, PG; Iaydjiev, P.; Ivanov, SN; Mayo, DJR (27 de septiembre de 2006). "Límite experimental mejorado del momento dipolar eléctrico del neutrón". Cartas de revisión física . 97 (13): 131801. arXiv : hep-ex/0602020 . Código bibliográfico : 2006PhRvL..97m1801B. doi : 10.1103/PhysRevLett.97.131801. PMID  17026025. S2CID  119431442.
4. Marsh, DJE (1 de julio de 2016). "Cosmología de Axion". Informes de Física . 643 : 1–79. arXiv : 1510.07633 . Código Bib : 2016PhR...643....1M. doi :10.1016/j.physrep.2016.06.005. S2CID  119264863.
5. Peccei, RD (2008). "El problema de CP fuerte y los axiones". En Kuster, Markus; Raffelt, Georg; Beltrán, Berta (eds.). Axiones: teoría, cosmología y búsquedas experimentales . Apuntes de conferencias de física. vol. 741, págs. 3-17. arXiv : hep-ph/0607268 . doi :10.1007/978-3-540-73518-2_1. ISBN 978-3-540-73517-5. S2CID  119482294.
6. Asano, Y.; Kikutani, E.; Kurokawa, S.; Miyachi, T.; Miyajima, M.; Nagashima, Y.; Shinkawa, T.; Sugimoto, S.; Yoshimura, Y. (3 de diciembre de 1981). "Busque un modo de desintegración poco común K+ -> \pi+vv y axion". Letras de Física B. 107 (1–2): 159–162. doi :10.1016/0370-2693(81)91172-2.
7. Kim, JE (9 de julio de 1979). "Singlete de interacción débil e invariancia de CP fuerte". Física. Rev. Lett. 43 (2): 103–107. Código bibliográfico : 1979PhRvL..43..103K. doi :10.1103/PhysRevLett.43.103.
8. Shifman, MA; Vainstein, AI; Zajarov VI (28 de abril de 1980). "¿Puede el confinamiento garantizar la invariancia natural de la CP en interacciones fuertes?". Física Nuclear B. 166 (3): 493–506. Código bibliográfico : 1980NuPhB.166..493S. doi :10.1016/0550-3213(80)90209-6.
9. Cenar, M.; Fischler, W.; Srednicki, M. (27 de agosto de 1981). "Una solución sencilla al problema de CP fuerte con un axión inofensivo". Letras de Física B. 104 (3): 199–202. Código bibliográfico : 1981PhLB..104..199D. doi :10.1016/0370-2693(81)90590-6.
10. Zhitnitsky, AR (1980). "Sobre la posible supresión de las interacciones hadrones axión". soviético. J. Nucl. Física. 31 : 206.

Otras lecturas

• Sarkar, U. (2008). "Simetría Peccei-Quinn". Física de Partículas y Astropartículas . Taylor y Francisco. págs. 191-197. ISBN 978-1-58488-931-1.