Teoria de Peccei-Quinn - Peccei–Quinn theory

Na física de partículas , a teoria de Peccei-Quinn é uma proposta de longa data bem conhecida para a resolução do problema de CP forte formulada por Roberto Peccei e Helen Quinn em 1977. A teoria introduz uma nova simetria anômala ao Modelo Padrão, juntamente com um novo campo escalar que quebra espontaneamente a simetria em baixas energias, dando origem a um axion que suprime a problemática violação de CP. Esse modelo há muito foi descartado por experimentos e, em vez disso, foi substituído por modelos de axion invisíveis semelhantes que utilizam o mesmo mecanismo para resolver o forte problema de CP.

Visão geral

A cromodinâmica quântica (QCD) tem uma estrutura de vácuo complicada que dá origem a um termo que viola CP no Lagrangiano . Tal termo pode ter vários efeitos não perturbativos, um dos quais é dar ao nêutron um momento de dipolo elétrico . A ausência deste momento dipolo em experimentos requer que o ajuste fino do termo seja muito pequeno, algo conhecido como problema de CP forte. Motivada como solução para este problema, a teoria de Peccei-Quinn (PQ) introduz um novo campo escalar complexo além do dupleto de Higgs padrão . Este campo escalar acopla-se aos quarks do tipo d por meio de termos de Yukawa , enquanto o Higgs agora acopla apenas aos quarks do tipo up. Além disso, uma nova simetria U (1) anômala quiral global é introduzida, a simetria Peccei-Quinn, sob a qual é carregada, exigindo que alguns dos férmions também tenham uma carga PQ. O campo escalar também tem um potencial ${\ displaystyle \ theta}$ ${\ displaystyle \ theta}$ ${\ displaystyle \ varphi}$ ${\ displaystyle \ varphi}$

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

onde é conhecido como constante de decaimento, necessariamente definido para a escala eletrofraca GeV para garantir que o campo escalar se comporte de forma semelhante ao campo de Higgs. O potencial resulta em ter o valor de expectativa de vácuo de . ${\ displaystyle f_ {a}}$ ${\ displaystyle f_ {a} \ aproximadamente 246}$ ${\ displaystyle \ varphi}$ ${\ displaystyle \ langle \ varphi \ rangle = f_ {a} / {\ sqrt {2}}}$

A quebra espontânea da simetria da simetria Peccei-Quinn abaixo da escala eletrofraca dá origem a um bóson pseudo-Goldstone conhecido como axion , com o Lagrangiano resultante assumindo a forma ${\ displaystyle a}$

{\ 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},}

onde o primeiro termo é o Modelo Padrão (SM) e axion Lagrangiano que inclui interações axion-férmion decorrentes dos termos de Yukawa. O segundo termo é o CP que viola o termo theta, com a constante de acoplamento forte , o tensor de intensidade de campo de glúon e o tensor de intensidade de campo duplo. O terceiro termo é a anomalia de cor , uma consequência da simetria Peccei-Quinn ser anômala, com determinada pela escolha das cargas PQ para os quarks. Se a simetria também for anômala no setor eletromagnético, haverá adicionalmente um termo de anomalia acoplando o axião aos fótons. Devido à presença da anomalia de cor, o ângulo efetivo é modificado para , dando origem a um potencial efetivo por meio de efeitos instanton , que podem ser aproximados na aproximação do gás diluído 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 a energia do estado fundamental , o campo axion escolhe o valor esperado do vácuo , com os axions agora sendo excitações em torno desse vácuo. Isso leva à redefinição do campo que leva ao cancelamento do ângulo, resolvendo dinamicamente o problema de CP forte. É importante ressaltar que o axião é massivo, uma vez que a simetria de Peccei-Quinn é explicitamente quebrada pela anomalia quiral, com a massa do axião aproximadamente dada em termos da massa do píon e da constante de decaimento do píon 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 invisíveis de axion

Para que o modelo Peccei-Quinn funcione, a constante de decaimento deve ser definida na escala eletrofraca, levando a um áxion pesado. Tal axion há muito foi descartado por experimentos, como por meio de limites em raros decaimentos de kaon . Em vez disso, há uma variedade de modelos modificados chamados modelos de axion invisíveis que introduzem o novo campo escalar independentemente da escala eletrofraca, permitindo valores de expectativa de vácuo muito maiores, portanto, axions muito leves. ${\ displaystyle K ^ {+} \ rightarrow \ pi ^ {+} + a}$ ${\ displaystyle \ varphi}$

Os modelos mais populares são os modelos Kim - Shifman - Vainshtein -Zakharov (KSVZ) e Dine - Fischler -Srednicki-Zhitnisky (DFSZ). O modelo KSVZ introduz um novo doublet de quark pesado com carga PQ, adquirindo sua massa por meio de um termo Yukawa envolvendo . Como neste modelo os únicos férmions que carregam uma carga PQ são os quarks pesados, não há acoplamentos no nível de árvore entre os férmions SM e o axion. Enquanto isso, o modelo DFSZ substitui o Higgs usual por dois dupletos de Higgs carregados com PQ, e , que dão massa aos férmions SM através dos termos Yukawa usuais, enquanto o novo escalar apenas interage com o modelo padrão através de um acoplamento quártico . Uma vez que os dois dupletos de Higgs carregam carga PQ, o axião resultante acopla-se a férmions SM no nível da árvore. ${\ displaystyle \ varphi}$ ${\ displaystyle H_ {u}}$ ${\ displaystyle H_ {d}}$ ${\ displaystyle \ varphi ^ {2} H_ {u} H_ {d}}$

Veja também

Referências

Leitura adicional

Sarkar, Utpal (2008). "Simetria Peccei-Quinn". Física de Partículas e Astropartículas . Taylor e Francis. pp. 191–197. ISBN 978-1-58488-931-1.

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