Fuerte problema de 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 representa 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 "ajuste fino" problema conocido como problema de CP fuerte.

El problema de CP fuerte a veces se considera un problema sin resolver en física y se lo ha denominado "el rompecabezas más subestimado de toda la física". Hay varias soluciones propuestas para resolver el problema de CP fuerte. La más conocida es la teoría de Peccei-Quinn, 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 ocurrir la violación del PC en QCD, considere una teoría de Yang-Mills con un único quark masivo. El término de masa más general posible para el quark es una masa compleja escrita como ${displaystyle me^{itheta ' ¿Qué?$ para algunas fases arbitrarias ${displaystyle theta}$. En ese caso el lagrangiano que describe la teoría consiste en cuatro términos:

${fnMicroc}=- {fnMicroc} {1}{4}F_{munu }F^{munu }+theta {fnK} {fnK}} {fnMicroc {fnK}}} {fnK}} {f}} {fnK}}}}} {fnK}}} {fnK}}} {f}} {fnK} {f}}}}}}}}}} {f}}}}}}}} {f}}}}}}f}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}f}f}}}}}f}}}f}}}}}}f}}}}}}}} {f} {f} {f} {f}}f}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}f}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}}} ¿Qué? }D_{mu }-me^{itheta "Gangma"$

Los términos primero y tercero son los términos cinéticos CP-simétricos de los campos de calibre y quark. El cuarto término es el término de masa quark que es la CP violando por fases no cero ${displaystyle theta 'neq 0}$ mientras que el segundo término es el llamado θ-term, que también viola la simetría CP.

Los campos de quark siempre pueden ser redefinidos realizando una transformación chiral por algún ángulo ${displaystyle alpha }$ como

${displaystyle psi '=e^{ialpha gamma {5}/2}psi {bar {psi }={bar {psi}e^{ialpha gamma - ¿Qué?$

que cambia la fase de masa compleja ${displaystyle theta 'rightarrow theta '-alpha }$ mientras deja los términos cinéticos sin cambios. La transformación también cambia el θ-term ${displaystyle theta rightarrow theta +alpha }$ debido a un cambio en la medida integral del camino, un efecto estrechamente conectado a la anomalía quiral.

La teoría sería invariable del CP si uno podría eliminar ambas fuentes de violación del CP a través de tal redefinición de campo. Pero esto no puede hacerse ${displaystyle theta =-theta}$. Esto es porque incluso bajo tales redefiniciones de campo, la combinación ${displaystyle theta '+theta rightarrow (theta '-alpha)+(theta +alpha)=theta '+theta }$ permanece sin cambios. Por ejemplo, la violación del CP debida al término de masas puede eliminarse mediante la selección ${displaystyle alpha =theta '$, pero entonces toda la violación de la CP va al θ-term que ahora es proporcional a ${displaystyle {bar {theta }$. Si en cambio el término θ es eliminado a través de una transformación chiral, entonces habrá un CP violando la masa compleja con una fase ${displaystyle {bar {theta }$. Prácticamente, generalmente es útil poner toda la violación del PC en el θ-term y por lo tanto sólo tratar con masas reales.

En el Modelo Estándar donde se trata de seis quarks cuyas masas son descritas por las matrices Yukawa ${displaystyle Y...$ y ${displaystyle Y...$, el ángulo de violación del PC físico ${displaystyle {bar {theta}=theta -argdet(Y_{u}Y_{d}}$. Dado que el término θ no tiene contribuciones a la teoría de la perturbación, todos los efectos de la violación fuerte del PC es totalmente no resistente. Notablemente, da lugar a un momento de dipolo eléctrico de neutrones

${displaystyle {fn}=(5.2times 10^{-16}{text{e}cdot {text{cm}}}{bar {theta }}$

Los límites superiores experimentales actuales en el momento dipole dan un límite superior ${displaystyle ♪ ♪ ♪♪♪♪♪♪♪♪♪♪♪♪♪$cm, que requiere ${displaystyle {bar {theta}cantado10^{-10}$. El ángulo ${displaystyle {bar {theta }$ puede tomar cualquier valor entre cero y ${displaystyle 2pi}$, por lo que tomar un valor tan particularmente pequeño es un problema de ajuste fino llamado el fuerte problema CP.

Soluciones propuestas

El problema del CP fuerte se resuelve automáticamente si uno de los quarks no tiene masa. En ese caso, se puede realizar un conjunto de transformaciones quirales en todos los campos de quarks masivos para deshacerse de sus fases de masa complejas 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 a través del mecanismo Peccei-Quinn. Esto introduce una nueva simetría anómala global que luego se rompe espontáneamente con energías bajas, dando lugar a un bosón pseudo-Goldstone llamado axión. El estado del suelo de axión obliga dinámicamente a la teoría a ser CP-simétrica por establecer ${displaystyle {bar {theta }=0}$. Las axiones también se consideran candidatos viables para la materia oscura y las partículas similares a las de axión también se predicen por la teoría de cuerdas.

Existen otras soluciones propuestas menos populares como los modelos Nelson-Barr. Estos conjuntos ${displaystyle {bar {theta }=0}$ en alguna escala de energía alta donde la simetría CP es exacta pero la simetría es entonces espontáneamente rota a bajas energías. La parte difícil de estos modelos es explicar por qué ${displaystyle {bar {theta }$ permanece pequeño en bajas energías mientras que la fase de ruptura CP en la matriz CKM se hace grande.