Fuerte problema de CP

La pregunta de por qué la cromodinámica cuántica parece no romper la simetría CP

El problema CP fuerte es una cuestión de física de partículas , que plantea el siguiente dilema: ¿por qué la cromodinámica cuántica (QCD) parece preservar la simetría CP ?

En física de partículas, CP significa la combinación de simetría de conjugación de carga (C) y simetría de paridad (P). Según la formulación matemática actual de la cromodinámica cuántica, en interacciones fuertes podría producirse una violación de la simetría CP . Sin embargo, nunca se ha observado ninguna violación de la simetría CP en ningún experimento que involucre únicamente la interacción fuerte. Como no existe ninguna razón conocida en QCD para que se conserve necesariamente, se trata de un problema de " ajuste fino " conocido como problema de CP fuerte .

El problema CP fuerte a veces se considera un problema no resuelto en física y se lo ha denominado "el rompecabezas más subestimado de toda la física". ^{[1] [2]} Hay varias soluciones propuestas para resolver el problema de CP fuerte. La más conocida es la teoría de Peccei-Quinn , ^[3] que implica nuevas partículas pseudoescalares llamadas axiones .

Teoría

La simetría CP establece que la física no debería cambiar si las partículas se intercambiaran con sus antipartículas y luego también se intercambiaran partículas zurdas y diestras. Esto corresponde a realizar una transformación de conjugación de carga y luego una transformación de paridad. Se sabe que la simetría se rompe en el modelo estándar mediante interacciones débiles , pero también se espera que se rompa mediante interacciones fuertes que gobiernan la cromodinámica cuántica (QCD), algo que aún no se ha observado.

Para ilustrar cómo puede producirse la violación de CP en QCD, consideremos una teoría de Yang-Mills con un único quark masivo . ^[4] El término de masa más general posible para el quark es una masa compleja escrita como para alguna fase arbitraria . En ese caso, el lagrangiano que describe la teoría consta de cuatro términos: ${\displaystyle me^{i\theta '\gamma _{5}}}$ ${\displaystyle \theta '}$

${\displaystyle {\mathcal {L}}=-{\frac {1}{4}}F_{\mu \nu }F^{\mu \nu }+\theta {\frac {g^{2}}{32\pi ^{2}}}F_{\mu \nu }{\tilde {F}}^{\mu \nu }+{\bar {\psi }}(i\gamma ^{\mu }D_{\mu }-me^{i\theta '\gamma _{5}})\psi .}$

Los términos primero y tercero son los términos cinéticos simétricos CP de los campos de calibre y quarks. El cuarto término es el término de masa del quark, que viola CP para fases distintas de cero, mientras que el segundo término es el llamado término θ , que también viola la simetría CP. ${\displaystyle \theta '\neq 0}$

Los campos de quarks siempre se pueden redefinir realizando una transformación quiral en algún ángulo como ${\displaystyle \alpha }$

${\displaystyle \psi '=e^{i\alpha \gamma _{5}/2}\psi ,\ \ \ \ \ \ {\bar {\psi }}'={\bar {\psi }}e^{i\alpha \gamma _{5}/2},}$

que cambia la fase de masa compleja dejando los términos cinéticos sin cambios. La transformación también cambia el término θ debido a un cambio en la medida integral de trayectoria , un efecto estrechamente relacionado con la anomalía quiral . ${\displaystyle \theta '\rightarrow \theta '-\alpha }$ ${\displaystyle \theta \rightarrow \theta +\alpha }$

La teoría sería invariante de CP si se pudieran eliminar ambas fuentes de violación de CP mediante dicha redefinición de campo. Pero esto no se puede hacer a menos que . Esto se debe a que incluso bajo tales redefiniciones de campos, la combinación permanece sin cambios. Por ejemplo, la violación de CP debida al término de masa se puede eliminar seleccionando , pero luego toda la violación de CP pasa al término θ que ahora es proporcional a . Si, en cambio, se elimina el término θ mediante una transformación quiral, entonces habrá un CP que viole la masa compleja con una fase . En la práctica, suele ser útil poner toda la violación de CP en el término θ y así tratar sólo con masas reales. ${\displaystyle \theta =-\theta '}$ ${\displaystyle \theta '+\theta \rightarrow (\theta '-\alpha )+(\theta +\alpha )=\theta '+\theta }$ ${\displaystyle \alpha =\theta '}$ ${\displaystyle {\bar {\theta }}}$ ${\displaystyle {\bar {\theta }}}$

En el modelo estándar, donde se tratan seis quarks cuyas masas están descritas por las matrices de Yukawa y , el ángulo físico que viola el CP es . Dado que el término θ no contribuye a la teoría de la perturbación, todos los efectos de una fuerte violación de CP son completamente no perturbativos. En particular, da lugar a un momento dipolar eléctrico de neutrones ^[5] ${\displaystyle Y_{u}}$ ${\displaystyle Y_{d}}$ ${\displaystyle {\bar {\theta }}=\theta -\arg \det(Y_{u}Y_{d})}$

${\displaystyle d_{N}=(5.2\times 10^{-16}{\text{e}}\cdot {\text{cm}}){\bar {\theta }}.}$

Los límites superiores experimentales actuales del momento dipolar dan un límite superior de cm, ^[6] que requiere . El ángulo puede tomar cualquier valor entre cero y , por lo que tomar un valor tan particularmente pequeño es un problema de ajuste llamado problema de CP fuerte. ${\displaystyle d_{N}<10^{-26}{\text{e}}\cdot }$ ${\displaystyle {\bar {\theta }}<10^{-10}}$ ${\displaystyle {\bar {\theta }}}$ ${\displaystyle 2\pi }$

Soluciones propuestas

El problema del CP fuerte se resuelve automáticamente si uno de los quarks no tiene masa. ^[7] En ese caso, se puede realizar un conjunto de transformaciones quirales en todos los campos de quarks masivos para deshacerse de sus complejas fases de masa y luego realizar otra transformación quiral en el campo de quarks sin masa para eliminar el término θ residual sin introducir también un término de masa complejo para ese campo. Esto luego elimina todos los términos que violan CP en la teoría. El problema con esta solución es que se sabe que todos los quarks son masivos a partir de coincidencias experimentales con cálculos reticulares . Incluso si uno de los quarks careciera esencialmente de masa para resolver el problema, esto en sí mismo sería simplemente otro problema de ajuste, ya que no hay nada que requiera que la masa de un quark adquiera un valor tan pequeño.

La solución más popular al problema es mediante el mecanismo de Peccei-Quinn. ^[8] Esto introduce una nueva simetría anómala global que luego se rompe espontáneamente a bajas energías, dando lugar a un bosón pseudo-Goldstone llamado axión. El estado fundamental del axión fuerza dinámicamente a la teoría a ser simétrica CP estableciendo . Los axiones también se consideran candidatos viables para la materia oscura y la teoría de cuerdas también predice partículas similares a los axiones . ${\displaystyle {\bar {\theta }}=0}$

Existen otras soluciones propuestas menos populares, como los modelos de Nelson-Barr. ^{[9] [10]} Estos se establecen en alguna escala de alta energía donde la simetría CP es exacta pero la simetría luego se rompe espontáneamente a bajas energías. La parte complicada de estos modelos es explicar por qué permanece pequeño a bajas energías mientras que la fase de ruptura de CP en la matriz CKM se vuelve grande. ${\displaystyle {\bar {\theta }}=0}$ ${\displaystyle {\bar {\theta }}}$

Ver también

• Portal de física

• Axión
• violación CP

Referencias

1. Mannel, T. (2 a 8 de julio de 2006). "Teoría y fenomenología de la violación de CP" (PDF) . Física Nuclear B. La Séptima Conferencia Internacional sobre Hiperones, Encanto y Hadrones de Belleza (BEACH 2006). vol. 167. Lancaster: Elsevier. págs. 170-174. Código Bib : 2007NuPhS.167..170M. doi : 10.1016/j.nuclphysbps.2006.12.083 . Consultado el 15 de agosto de 2015 .
2. "El 'problema de CP fuerte' es el rompecabezas más subestimado de toda la física". Forbes .
3. Peccei, RD ; Quinn, recursos humanos (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.
4. Wu, D. (1991). Una breve introducción al problema del PC fuerte. Austin, Texas, Estados Unidos. SSCL-548.
5. Schwartz, MD (2014). "29". Teoría cuántica de campos y modelo estándar . Prensa de la Universidad de Cambridge. pag. 612.ISBN​ 9781107034730.
6. 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.
7. Gancho, A. (22 de julio de 2019). "Conferencias TASI sobre el problema de CP fuerte y los axiones". Actas de la ciencia . 333 : 004. arXiv : 1812.02669 . doi : 10.22323/1.333.0004 . S2CID  119073163 . Consultado el 2 de diciembre de 2021 .
8. Peccei, RD (2008). "El problema de CP fuerte y los axiones". En Kuster, M.; Rafel, G.; Beltrán, B. (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.
9. Nelson, A. (15 de marzo de 1984). "Violación de CP naturalmente débil". Letras de Física B. 136 (5, 6): 387–391. Código bibliográfico : 1984PhLB..136..387N. doi :10.1016/0370-2693(84)92025-2 . Consultado el 2 de diciembre de 2021 .
10. Barr, SM (18 de abril de 1984). "Resolver el problema de CP fuerte sin la simetría de Peccei-Quinn". Física. Rev. Lett . 53 (4): 329–332. Código bibliográfico : 1984PhRvL..53..329B. doi : 10.1103/PhysRevLett.53.329 . Consultado el 2 de diciembre de 2021 .