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 los experimentos y, en cambio, ha sido reemplazado por modelos de axiones invisibles similares que utilizan el mismo mecanismo para resolver el problema CP fuerte.

Descripción general

La cromodinámica cuántica (QCD) tiene una estructura de vacío complicada que da lugar a un CP que viola el término θ en el lagrangiano. Tal término puede tener una serie de efectos no perturbativos, uno de los cuales es dar 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 el problema CP fuerte. Motivada como una 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} los quarks de tipo d a través de los términos de Yukawa , mientras que el Higgs ahora solo se acopla a los quarks de tipo up. Además, se introduce una nueva simetría anómala quiral global U(1), la simetría de Peccei-Quinn, bajo la cual está cargado, 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 decaimiento. El potencial da como resultado un valor esperado de vacío de 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 pseudobosón de Goldstone conocido como axión , y el lagrangiano resultante toma 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 Lagrangiano del axión 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 de color , una consecuencia de que la simetría de Peccei-Quinn sea anómala, con determinada por la elección de cargas PQ para los quarks. Si la simetría también es anómala en el sector electromagnético, habrá adicionalmente un término de anomalía que acople 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 de instantón , que se puede aproximar en la aproximación de 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 de vacío , y los axiones ahora son excitaciones alrededor de este vacío. Esto impulsa la redefinición del campo que conduce a la cancelación del ángulo, resolviendo dinámicamente el problema CP fuerte. Es importante señalar que el axión es masivo ya que la simetría de Peccei-Quinn se rompe explícitamente por la anomalía quiral, y la masa del axión se da 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 el modelo de Peccei-Quinn funcione, la constante de desintegración debe fijarse en la escala electrodébil, lo que da lugar a un axión pesado. Este tipo de axión ha sido descartado durante mucho tiempo mediante experimentos, por ejemplo, mediante límites en desintegraciones de kaones poco frecuentes . ^[6] En cambio, existe 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 de expectativa 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 el Dine – Fischler – Srednicki–Zhitnisky (DFSZ) ^{[9] [10]} . El modelo KSVZ introduce un nuevo doblete de quark pesado 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 del SM y el axión. Mientras tanto, el modelo DFSZ reemplaza el Higgs habitual con dos dobletes de Higgs con carga PQ, y , que dan masa a los fermiones del SM a través de los términos de Yukawa habituales, 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 los fermiones del SM a nivel de árbol. ${\displaystyle \varphi }$ ${\displaystyle H_{u}}$ ${\displaystyle H_{d}}$ ${\displaystyle \varphi ^{2}H_{u}H_{d}}$

Véase también

• Portal de física

• Axión
• Vacío QCD
• Problema de CP fuerte

Referencias

1. Peccei, RD ; Quinn, HR (20 de junio de 1977). "Conservación de CP en presencia de pseudopartículas". Physical Review Letters . 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". Physical Review D . 16 (6): 1791–1797. Bibcode :1977PhRvD..16.1791P. doi :10.1103/PhysRevD.16.1791.
3. Baker, CA; Doyle, DD; Geltenbort, P.; Green, K.; van der Grinten, MGD; Harris, PG; Iaydjiev, P.; Ivanov, SN; May, DJR (27 de septiembre de 2006). "Límite experimental mejorado en el momento dipolar eléctrico del neutrón". Physical Review Letters . 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). "Axion Cosmology". Physics Reports . 643 : 1–79. arXiv : 1510.07633 . Código Bibliográfico :2016PhR...643....1M. doi :10.1016/j.physrep.2016.06.005. S2CID  119264863.
5. Peccei, RD (2008). "El problema CP fuerte y los axiones". En Kuster, Markus; Raffelt, Georg; Beltrán, Berta (eds.). Axiones: teoría, cosmología y búsquedas experimentales . Lecture Notes in Physics. Vol. 741. págs. 3–17. arXiv : hep-ph/0607268 . doi :10.1007/978-3-540-73518-2_1. ISBN . 978-3-540-73517-5.S2CID119482294  .​
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 CP fuerte". Phys. Rev. Lett. 43 (2): 103–107. Código Bibliográfico :1979PhRvL..43..103K. doi :10.1103/PhysRevLett.43.103.
8. Shifman, MA; Vainshtein, AI; Zakharov VI (28 de abril de 1980). "¿Puede el confinamiento asegurar la invariancia CP natural de interacciones fuertes?". Física nuclear B . 166 (3): 493–506. Bibcode :1980NuPhB.166..493S. doi :10.1016/0550-3213(80)90209-6.
9. Dine, M.; Fischler, W.; Srednicki, M. (27 de agosto de 1981). "Una solución simple al problema CP fuerte con un axión inofensivo". Physics Letters 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 axión-hadrón". Sov. J. Nucl. Phys. 31 : 206.

Lectura adicional

• Sarkar, U. (2008). "Simetría de Peccei-Quinn". Física de partículas y astropartículas . Taylor & Francis. pp. 191–197. ISBN 978-1-58488-931-1.