Violação de CP - CP violation

Em física de partículas , a violação de CP é uma violação de simetria CP (ou simetria de paridade de conjugação de carga ): a combinação de simetria C ( simetria de carga ) e simetria P ( simetria de paridade ). A simetria CP afirma que as leis da física devem ser as mesmas se uma partícula é trocada com sua antipartícula (simetria C) enquanto suas coordenadas espaciais são invertidas ("espelho" ou simetria P). A descoberta da violação do CP em 1964 na decadência de kaons neutros resultou no Prêmio Nobel de Física em 1980 para seus descobridores James Cronin e Val Fitch .

Ela desempenha um papel importante tanto nas tentativas da cosmologia de explicar o domínio da matéria sobre a antimatéria no universo atual , quanto no estudo das interações fracas na física de partículas.

Visão geral

Até a década de 1950, acreditava-se que a conservação da paridade era uma das leis fundamentais da conservação geométrica (junto com a conservação da energia e a conservação do momento ). Após a descoberta da violação da paridade em 1956, a simetria CP foi proposta para restaurar a ordem. No entanto, enquanto a interação forte e a interação eletromagnética parecem ser invariantes sob a operação de transformação CP combinada, outros experimentos mostraram que esta simetria é ligeiramente violada durante certos tipos de decaimento fraco .

Apenas uma versão mais fraca da simetria poderia ser preservada por fenômenos físicos, que era a simetria do CPT . Além de C e P, existe uma terceira operação, a reversão do tempo T , que corresponde à reversão do movimento. A invariância sob reversão de tempo implica que sempre que um movimento é permitido pelas leis da física, o movimento reverso também é permitido e ocorre na mesma taxa para frente e para trás.

A combinação de CPT é considerada uma simetria exata de todos os tipos de interações fundamentais. Por causa da simetria CPT, uma violação da simetria CP é equivalente a uma violação da simetria T. A violação do CP implica a não conservação de T, desde que o teorema CPT de longa data seja válido. Neste teorema, considerado um dos princípios básicos da teoria quântica de campos , a conjugação de carga, a paridade e a reversão do tempo são aplicadas juntas. A observação directa do tempo de inversão simetria violação sem qualquer hipótese de CPT teorema foi feito em 1998 por dois grupos, CPLEAR e KTeV colaborações, no CERN e Fermilab , respectivamente. Já em 1970, Klaus Schubert observou a violação de T independentemente de assumir a simetria do CPT usando a relação de unitariedade de Bell-Steinberger.

História

Simetria P

A ideia por trás da simetria de paridade era que as equações da física de partículas são invariantes sob inversão de espelho. Isso levou à previsão de que a imagem no espelho de uma reação (como uma reação química ou decaimento radioativo ) ocorre na mesma taxa da reação original. No entanto, em 1956, uma revisão crítica cuidadosa dos dados experimentais existentes pelos físicos teóricos Tsung-Dao Lee e Chen-Ning Yang revelou que, embora a conservação da paridade tenha sido verificada em decaimentos pelas interações fortes ou eletromagnéticas, não foi testada na interação fraca. Eles propuseram vários testes experimentais diretos possíveis.

O primeiro teste baseado no decaimento beta de núcleos de cobalto-60 foi realizado em 1956 por um grupo liderado por Chien-Shiung Wu , e demonstrou conclusivamente que as interações fracas violam a simetria P ou, como diz a analogia, algumas reações não ocorreram como frequentemente como sua imagem no espelho. No entanto, a simetria de paridade ainda parece ser válida para todas as reações envolvendo eletromagnetismo e interações fortes .

Simetria CP

No geral, a simetria de um sistema mecânico quântico pode ser restaurada se outra simetria S aproximada pode ser encontrada de tal forma que a simetria combinada PS permanece ininterrupta. Este ponto bastante sutil sobre a estrutura do espaço de Hilbert foi percebido logo após a descoberta da violação de P , e foi proposto que a conjugação de carga, C , que transforma uma partícula em sua antipartícula , era a simetria adequada para restaurar a ordem.

Em 1956, Reinhard Oehme em uma carta a Yang e logo depois, Ioffe, Okun e Rudik mostraram que a violação de paridade significava que a invariância de conjugação de carga também deve ser violada em decaimentos fracos.

A violação da carga foi confirmada no experimento Wu e em experimentos realizados por Valentine Telegdi e Jerome Friedman e Garwin e Lederman, que observaram a não conservação da paridade no decaimento do píon e do múon e descobriram que C também é violado. A violação da cobrança foi mostrada mais explicitamente em experimentos feitos por John Riley Holt na Universidade de Liverpool .

Oehme então escreveu um artigo com Lee e Yang no qual eles discutiram a interação da não-invariância sob P, C e T. O mesmo resultado também foi obtido independentemente por BL Ioffe, Okun e AP Rudik. Ambos os grupos também discutiram possíveis violações de CP em decaimentos de Kaon neutros.

Lev Landau propôs em 1957 a simetria CP , freqüentemente chamada apenas de CP como a verdadeira simetria entre matéria e antimatéria. A simetria CP é o produto de duas transformações : C para conjugação de carga e P para paridade. Em outras palavras, um processo no qual todas as partículas são trocadas com suas antipartículas foi assumido como equivalente à imagem espelhada do processo original e, portanto, a simetria do CP combinada seria conservada na interação fraca.

Em 1962, um grupo de experimentalistas em Dubna, por insistência de Okun, procurou sem sucesso por decadência de Kaon que violasse CP.

Status experimental

Violação indireta de CP

Em 1964, James Cronin , Val Fitch e colegas de trabalho forneceram evidências claras da decadência de Kaon de que a simetria do CP poderia ser quebrada. Este trabalho lhes rendeu o Prêmio Nobel de 1980. Esta descoberta mostrou que as interações fracas violam não apenas a simetria de conjugação de carga C entre as partículas e antipartículas e o P ou paridade, mas também a sua combinação. A descoberta chocou a física de partículas e abriu a porta para questões que ainda estão no cerne da física de partículas e da cosmologia hoje. A falta de uma simetria CP exata, mas também o fato de que ela está tão próxima de uma simetria, introduziu um grande quebra-cabeça.

O tipo de violação de CP descoberta em 1964 estava ligado ao fato de que kaons neutros podem se transformar em suas antipartículas (em que cada quark é substituído pelo antiquark do outro) e vice-versa, mas tal transformação não ocorre exatamente com a mesma probabilidade em ambos instruções; isso é chamado de violação indireta de CP.

Violação direta de CP

Diagrama de caixa de oscilação Kaon

Os dois diagramas de caixa acima são os diagramas de Feynman que fornecem as principais contribuições para a amplitude de
K⁰
-
K⁰
oscilação

Apesar de muitas buscas, nenhuma outra manifestação de violação de CP foi descoberta até a década de 1990, quando o experimento NA31 no CERN sugeriu evidências de violação de CP no processo de decadência dos mesmos kaons neutros ( violação direta de CP). A observação foi um tanto controversa, e a prova final para ela veio em 1999 do experimento KTeV no Fermilab e do experimento NA48 no CERN .

A partir de 2001, uma nova geração de experimentos, incluindo o experimento BaBar no Stanford Linear Accelerator Center ( SLAC ) e o Experimento Belle na High Energy Accelerator Research Organization ( KEK ) no Japão, observou violação direta de CP em um sistema diferente, a saber em decaimentos dos mesões B . Um grande número de processos de violação de CP em decaimentos de meson B foi agora descoberto. Antes desses experimentos de " fábrica B ", havia uma possibilidade lógica de que todas as violações de CP se restringissem à física kaon. No entanto, isso levantou a questão de por que a violação de CP não se estendeu à força forte e, além disso, por que isso não foi previsto pelo Modelo Padrão não estendido , apesar da precisão do modelo para fenômenos "normais".

Em 2011, uma sugestão de violação de CP em decaimentos de mésons D neutros foi relatada pelo experimento LHCb no CERN usando 0,6 fb ⁻¹ de dados de execução 1. No entanto, a mesma medição usando a amostra completa de 3,0 fb ⁻¹ Run 1 foi consistente com a simetria de CP.

Em 2013, o LHCb anunciou a descoberta de violação de CP em estranhos decaimentos de méson B.

Em março de 2019, o LHCb anunciou a descoberta de violação de CP em decaimentos encantados com um desvio de zero de 5,3 desvios-padrão. ${\ displaystyle D ^ {0}}$

Em 2020, a Colaboração T2K relatou algumas indicações de violação de CP em léptons pela primeira vez. Neste experimento, feixes de neutrinos do múon (
ν
_µ) e antineutrinos de múon (
ν
_µ) foram produzidos alternadamente por um acelerador . No momento em que chegaram ao detector, uma proporção significativamente maior de neutrinos de elétrons (
ν
_e) foram detectados no
ν
_µ feixes, do que antineutrinos de elétrons (
ν
_e) eram de
ν
_µfeixes. Os resultados ainda não eram precisos o suficiente para determinar o tamanho da violação do CP, em relação ao observado nos quarks. Além disso, outro experimento semelhante, NOvA não vê nenhuma evidência de violação de CP em oscilações de neutrino e está em ligeira tensão com T2K.

Violação de CP no modelo padrão

A violação "direta" de CP é permitida no modelo padrão se uma fase complexa aparecer na matriz CKM descrevendo a mistura de quark ou na matriz PMNS descrevendo a mistura de neutrino . Uma condição necessária para o surgimento da fase complexa é a presença de pelo menos três gerações de quarks. Se menos gerações estiverem presentes, o parâmetro de fase complexo pode ser absorvido nas redefinições dos campos de quark. Um invariante de rephasing popular, cujo desaparecimento sinaliza ausência de violação de CP e ocorre na maioria das amplitudes de violação de CP, é o invariante Jarlskog ,

{\ displaystyle \, J = c_ {12} c_ {13} ^ {2} c_ {23} s_ {12} s_ {13} s_ {23} \ sin \ delta \ aproximadamente 3 \ vezes 10 ^ {- 5} \ ,.}

A razão pela qual uma fase tão complexa causa a violação do CP não é imediatamente óbvia, mas pode ser vista a seguir. Considere quaisquer partículas (ou conjuntos de partículas) e , e suas antipartículas e . Agora considere os processos e o processo de antipartícula correspondente e denote suas amplitudes e respectivamente. Antes da violação do CP, esses termos devem ser o mesmo número complexo. Podemos separar a magnitude e a fase por escrito . Se um termo de fase é introduzido (por exemplo) da matriz CKM, denote-o . Observe que contém a matriz conjugada para , portanto, ele seleciona um termo de fase . ${\ displaystyle a}$ ${\ displaystyle b}$ ${\ displaystyle {\ bar {a}}}$ ${\ displaystyle {\ bar {b}}}$ ${\ displaystyle a \ rightarrow b}$ ${\ displaystyle {\ bar {a}} \ rightarrow {\ bar {b}}}$ ${\ displaystyle M}$ ${\ displaystyle {\ bar {M}}}$ ${\ displaystyle M = | M | e ^ {i \ theta}}$ ${\ displaystyle e ^ {i \ phi}}$ ${\ displaystyle {\ bar {M}}}$ ${\ displaystyle M}$ ${\ displaystyle e ^ {- i \ phi}}$

Agora a fórmula se torna:

{\ displaystyle M = | M | e ^ {i \ theta} e ^ {i \ phi}}

{\ displaystyle {\ bar {M}} = | M | e ^ {i \ theta} e ^ {- i \ phi}}

As taxas de reação fisicamente mensuráveis são proporcionais a , portanto, até agora nada é diferente. No entanto, considere que há duas rotas diferentes : e ou equivalentemente, dois estados intermediários não relacionados: e . Agora temos: ${\ displaystyle | M | ^ {2}}$ ${\ displaystyle a {\ overset {1} {\ longrightarrow}} b}$ ${\ displaystyle a {\ overset {2} {\ longrightarrow}} b}$ ${\ displaystyle a \ rightarrow 1 \ rightarrow b}$ ${\ displaystyle a \ rightarrow 2 \ rightarrow b}$

{\ displaystyle M = | M_ {1} | e ^ {i \ theta _ {1}} e ^ {i \ phi _ {1}} + | M_ {2} | e ^ {i \ theta _ {2} } e ^ {i \ phi _ {2}}}

{\ displaystyle {\ bar {M}} = | M_ {1} | e ^ {i \ theta _ {1}} e ^ {- i \ phi _ {1}} + | M_ {2} | e ^ { i \ theta _ {2}} e ^ {- i \ phi _ {2}}}

Alguns cálculos adicionais fornecem:

{\ displaystyle | M | ^ {2} - | {\ bar {M}} | ^ {2} = - 4 | M_ {1} || M_ {2} | \ sin (\ theta _ {1} - \ theta _ {2}) \ sin (\ phi _ {1} - \ phi _ {2})}

Assim, vemos que uma fase complexa dá origem a processos que ocorrem em taxas diferentes para partículas e antipartículas, e o CP é violado.

Do ponto de vista teórico, a matriz CKM é definida como $V$ _CKM = $U$ _u . $você$ ^﹢
_d, onde $U$ _u e $U$ _d são matrizes de transformação unitária que diagonalizam as matrizes de massa de férmions $M$ _u e $M$ _d , respectivamente.

Assim, existem duas condições necessárias para obter uma matriz CKM complexa:

Pelo menos um de $U$ _u e U _d é complexo, ou a matriz CKM será puramente real.
Se ambos forem complexos, $U$ _u e $U$ _d não devem ser iguais, ou seja, $U u \neq U d$ , ou a matriz CKM será uma matriz identidade que também é puramente real.

Problema forte de CP

Problema não resolvido na física :

Por que a força de interação nuclear forte é invariante em CP?

(mais problemas não resolvidos na física)

Não há violação experimentalmente conhecida da simetria CP na cromodinâmica quântica . Como não há nenhuma razão conhecida para que ele seja conservado especificamente no QCD, esse é um problema de "ajuste fino" conhecido como problema de CP forte .

QCD não viola a simetria CP tão facilmente quanto a teoria eletrofraca ; ao contrário da teoria eletrofraca, na qual os campos de calibre se acoplam a correntes quirais construídas a partir dos campos fermiônicos , os glúons se acoplam a correntes vetoriais. Os experimentos não indicam qualquer violação de CP no setor de QCD. Por exemplo, uma violação genérica de CP no setor de interação forte criaria o momento de dipolo elétrico do nêutron, que seria comparável a 10 ⁻¹⁸ e · m, enquanto o limite superior experimental é de aproximadamente um trilionésimo desse tamanho.

Isso é um problema porque, no final, existem termos naturais na QCD Lagrangiana que são capazes de quebrar a simetria do CP.

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

Para uma escolha diferente de zero do ângulo θ e da fase quiral da massa do quark θ ′ espera-se que a simetria CP seja violada. Normalmente, presume-se que a fase de massa quiral do quark pode ser convertida em uma contribuição para o ângulo efetivo total , mas ainda falta ser explicado por que esse ângulo é extremamente pequeno em vez de ser de ordem um; o valor particular do ângulo θ que deve ser muito próximo de zero (neste caso) é um exemplo de um problema de ajuste fino em física e é normalmente resolvido pela física além do modelo padrão . ${\ displaystyle \ scriptstyle {\ tilde {\ theta}}}$

Existem várias soluções propostas para resolver o forte problema de CP. A mais conhecida é a teoria de Peccei-Quinn , envolvendo novas partículas escalares chamadas axions . Uma abordagem mais nova e radical que não exige o axion é uma teoria envolvendo duas dimensões de tempo, propostas pela primeira vez em 1998 por Bars, Deliduman e Andreev.

Desequilíbrio matéria-antimatéria

Problema não resolvido na física :

Por que o universo tem muito mais matéria do que antimatéria?

(mais problemas não resolvidos na física)

O universo de matéria não escura é feito principalmente de matéria , em vez de consistir em partes iguais de matéria e antimatéria, como seria de se esperar. Pode-se demonstrar que, para criar um desequilíbrio na matéria e na antimatéria a partir de uma condição inicial de equilíbrio, devem ser satisfeitas as condições Sakharov , uma das quais é a existência de violação do CP durante as condições extremas dos primeiros segundos após o Big Bang . Explicações que não envolvem violação de CP são menos plausíveis, uma vez que se baseiam na suposição de que o desequilíbrio matéria-antimatéria estava presente no início, ou em outras suposições reconhecidamente exóticas.

O Big Bang deveria ter produzido quantidades iguais de matéria e antimatéria se a simetria CP fosse preservada; como tal, deveria ter ocorrido o cancelamento total de ambos - prótons deveriam ser cancelados com antiprótons , elétrons com pósitrons , nêutrons com antineutrons e assim por diante. Isso teria resultado em um mar de radiação no universo sem matéria. Uma vez que este não é o caso, após o Big Bang, as leis físicas devem ter agido de forma diferente para a matéria e a antimatéria, ou seja, violando a simetria CP.

O Modelo Padrão contém pelo menos três fontes de violação de CP. O primeiro deles, envolvendo a matriz Cabibbo-Kobayashi-Maskawa no setor de quark , foi observado experimentalmente e só pode ser responsável por uma pequena parte da violação de CP necessária para explicar a assimetria matéria-antimatéria. A interação forte também deve violar CP, em princípio, mas a falha em observar o momento de dipolo elétrico do nêutron em experimentos sugere que qualquer violação de CP no setor forte também é muito pequena para explicar a violação necessária de CP no universo primordial. A terceira fonte de violação de CP é a matriz Pontecorvo – Maki – Nakagawa – Sakata no setor de leptões . Os atuais experimentos de oscilação de neutrino de longa linha de base, T2K e NOνA , podem ser capazes de encontrar evidências de violação de CP em uma pequena fração dos valores possíveis da fase de Dirac de violação de CP, enquanto os experimentos de próxima geração propostos, Hyper-Kamiokande e DUNE , serão ser sensível o suficiente para observar definitivamente a violação de CP em uma fração relativamente grande dos valores possíveis da fase de Dirac. Mais adiante, uma fábrica de neutrinos poderia ser sensível a quase todos os valores possíveis da fase de Dirac violando CP. Se os neutrinos são férmions de Majorana , a matriz PMNS pode ter duas fases de Majorana violando CP adicionais, levando a uma quarta fonte de violação de CP dentro do Modelo Padrão. A evidência experimental para os neutrinos de Majorana seria a observação do decaimento beta duplo sem neutrinos . Os melhores limites vêm do experimento GERDA . A violação de CP no setor leptônico gera uma assimetria matéria-antimatéria por meio de um processo denominado leptogênese . Esta poderia se tornar a explicação preferida no Modelo Padrão para a assimetria matéria-antimatéria do universo, uma vez que a violação do CP seja experimentalmente confirmada no setor leptônico.

Se a violação de CP no setor leptônico for experimentalmente determinada como muito pequena para explicar a assimetria matéria-antimatéria, alguma nova física além do Modelo Padrão seria necessária para explicar fontes adicionais de violação de CP. Adicionar novas partículas e / ou interações ao Modelo Padrão geralmente introduz novas fontes de violação de CP, uma vez que CP não é uma simetria da natureza.

Sakharov propôs uma maneira de restaurar a simetria CP usando simetria T, estendendo o espaço-tempo antes do Big Bang. Ele descreveu reflexões completas de eventos do CPT em cada lado do que chamou de "singularidade inicial". Por causa disso, fenômenos com uma seta de tempo oposta em t <0 sofreriam uma violação oposta do CP, então a simetria do CP seria preservada como um todo. O excesso anômalo de matéria sobre a antimatéria após o Big Bang no setor ortócrono (ou positivo), torna-se um excesso de antimatéria antes do Big Bang (setor anti-crônico ou negativo), pois tanto a conjugação de carga, paridade e flecha do tempo são revertidas devido ao CPT reflexos de todos os fenômenos que ocorrem sobre a singularidade inicial:

Podemos visualizar que maximons neutros sem spin (ou fótons) são produzidos em t <0 a partir da contração de matéria com um excesso de antiquarks, que eles passam "um pelo outro" no instante t = 0 quando a densidade é infinita, e decaem com um excesso de quarks quando t > 0, realizando simetria CPT total do universo. Todos os fenômenos em t <0 são assumidos nesta hipótese como sendo reflexos CPT dos fenômenos em t > 0.

- Andrei Sakharov, em Collected Scientific Works (1982).

Veja também

Referências

Leitura adicional

Sozzi, MS (2008). Simetrias discretas e violação de CP . Oxford University Press . ISBN 978-0-19-929666-8.
GC Branco; L. Lavoura; JP Silva (1999). Violação de CP . Clarendon Press . ISBN 978-0-19-850399-6.
I. Bigi; A. Sanda (1999). Violação de CP . Cambridge University Press . ISBN 978-0-521-44349-4.
Michael Beyer, ed. (2002). Violação de CP em partículas, nucleares e astrofísicas . Springer . ISBN 978-3-540-43705-5. (Uma coleção de ensaios que introduzem o assunto, com ênfase nos resultados experimentais.)
L. Wolfenstein (1989). Violação de CP . Publicação do Norte-Holanda . ISBN 978-0-444-88081-9. (Uma compilação de reimpressões de vários artigos importantes sobre o assunto, incluindo artigos de TD Lee, Cronin, Fitch, Kobayashi e Maskawa, e muitos outros.)
David J. Griffiths (1987). Introdução às partículas elementares . John Wiley & Sons . ISBN 978-0-471-60386-3.
Bigi, I. (1998). "Violação de CP - um mistério essencial no grande projeto da natureza". Pesquisas de Física de Altas Energias . 12 (1–4): 269–336. arXiv : hep-ph / 9712475 . Bibcode : 1998SHEP ... 12..269B . doi : 10.1080 / 01422419808228861 .
Mark Trodden (1999). "Electroweak Baryogenesis". Avaliações da Física Moderna . 71 (5): 1463–1500. arXiv : hep-ph / 9803479 . Bibcode : 1999RvMP ... 71.1463T . doi : 10.1103 / RevModPhys.71.1463 . S2CID 17275359 .
Davide Castelvecchi. "O que é violação direta de CP?" . SLAC . Arquivado do original em 3 de maio de 2014 . Página visitada em 1 de julho de 2009 .
Uma discussão elementar de violação de paridade e violação de CP é fornecida no capítulo 15 deste livro-texto de nível de estudante [1]

links externos

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