Сильная проблема CP
Вопрос о том, почему квантовая хромодинамика, по-видимому, не нарушает CP-симметрию

Сильная CP-проблема — это вопрос физики элементарных частиц , который поднимает следующую дилемму: почему квантовая хромодинамика (КХД), по-видимому, сохраняет CP-симметрию ?

В физике элементарных частиц CP обозначает комбинацию C-симметрии (симметрии сопряжения зарядов) и P-симметрии (симметрии четности). Согласно текущей математической формулировке квантовой хромодинамики, нарушение CP-симметрии в сильных взаимодействиях может произойти. Однако, ни в одном эксперименте, включающем только сильное взаимодействие, не было замечено нарушения CP-симметрии. Поскольку в КХД нет известной причины для ее обязательного сохранения, это проблема « тонкой настройки », известная как проблема сильного CP .

Сильная проблема CP иногда рассматривается как нерешенная проблема в физике и упоминается как «самая недооцененная головоломка во всей физике». [1] [2] Существует несколько предложенных решений для решения сильной проблемы CP. Наиболее известным является теория Печчеи–Куинна , [3] включающая новые псевдоскалярные частицы, называемые аксионами .

Теория

CP-симметрия утверждает, что физика должна остаться неизменной, если поменять местами частицы с их античастицами, а затем поменять местами левые и правые частицы. Это соответствует выполнению преобразования сопряжения зарядов, а затем преобразования четности. Известно, что симметрия нарушается в Стандартной модели слабыми взаимодействиями , но также ожидается, что она будет нарушена сильными взаимодействиями , которые управляют квантовой хромодинамикой (КХД), что пока не наблюдалось.

Чтобы проиллюстрировать, как нарушение CP может возникнуть в КХД, рассмотрим теорию Янга–Миллса с одним массивным кварком . [4] Наиболее общий возможный массовый член для кварка — это комплексная масса, записанная как для некоторой произвольной фазы . В этом случае лагранжиан, описывающий теорию, состоит из четырех членов: м е я θ ′ γ 5 {\displaystyle я^{я\тета '\гамма _{5}}} θ ′ {\displaystyle \тета '}

Л = − 1 4 Ф μ ν Ф μ ν + θ г 2 32 π 2 Ф μ ν Ф ~ μ ν + ψ ¯ ( я γ μ Д μ − м е я θ ′ γ 5 ) ψ . {\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 .}

Первый и третий члены являются CP-симметричными кинетическими членами калибровочных и кварковых полей. Четвертый член является кварковым массовым членом, который является CP-нарушающим для ненулевых фаз, в то время как второй член является так называемым θ-членом или «вакуумным углом», который также нарушает CP-симметрию. θ ′ ≠ 0 {\displaystyle \theta '\neq 0}

Кварковые поля всегда можно переопределить, выполнив хиральное преобразование на некоторый угол как α {\displaystyle \альфа}

ψ ′ = е я α γ 5 / 2 ψ ,             ψ ¯ ′ = ψ ¯ е я α γ 5 / 2 , {\displaystyle \psi '=e^{i\alpha \gamma _{5}/2}\psi ,\ \ \ \ \ \ {\bar {\psi }}'={\bar {\psi }}e ^{i\alpha \gamma _{5}/2},}

что изменяет фазу комплексной массы, оставляя кинетические члены неизменными. Преобразование также изменяет θ-член как из-за изменения меры интеграла пути , эффект, тесно связанный с хиральной аномалией . θ ′ → θ ′ − α {\displaystyle \theta '\rightarrow \theta '-\alpha } θ → θ + α {\displaystyle \тета \rightarrow \тета +\альфа}

Теория была бы CP-инвариантной, если бы можно было устранить оба источника нарушения CP посредством такого переопределения поля. Но это невозможно сделать, если только . Это связано с тем, что даже при таких переопределениях поля комбинация остается неизменной. Например, нарушение CP из-за массового члена можно устранить, выбрав , но тогда все нарушение CP переходит в θ-член, который теперь пропорционален . Если вместо этого θ-член устраняется посредством хирального преобразования, то будет нарушающая CP комплексная масса с фазой . На практике обычно полезно поместить все нарушение CP в θ-член и, таким образом, иметь дело только с действительными массами. θ = − θ ′ {\displaystyle \theta =-\theta '} θ ′ + θ → ( θ ′ − α ) + ( θ + α ) = θ ′ + θ {\displaystyle \theta '+\theta \rightarrow (\theta '-\alpha)+(\theta +\alpha) = \theta '+\theta } α = θ ′ {\displaystyle \альфа =\тета '} θ ¯ {\displaystyle {\bar {\theta }}} θ ¯ {\displaystyle {\bar {\theta }}}

В Стандартной модели, где мы имеем дело с шестью кварками, массы которых описываются матрицами Юкавы и , физический угол нарушения CP равен . Поскольку θ-член не вносит вклад в теорию возмущений, все эффекты от сильного нарушения CP являются полностью непертурбативными. В частности, он приводит к появлению электрического дипольного момента нейтрона [5] И ты {\displaystyle Y_{u}} И г {\displaystyle Y_{d}} θ ¯ = θ − арг ⁡ дет ( И ты И г ) {\displaystyle {\bar {\theta }}=\theta -\arg \det(Y_{u}Y_{d})}

г Н = ( 5.2 × 10 − 16 е ⋅ см ) θ ¯ . {\displaystyle d_{N}=(5,2\times 10^{-16}{\text{e}}\cdot {\text{см}}){\bar {\theta }}.}

Текущие экспериментальные верхние границы дипольного момента дают верхнюю границу см, [6] что требует . Угол может принимать любое значение от нуля до , поэтому принятие им такого особенно малого значения является проблемой тонкой настройки, называемой сильной проблемой CP. г Н < 10 − 26 е ⋅ {\displaystyle d_{N}<10^{-26}{\text{e}}\cdot } θ ¯ < 10 − 10 {\displaystyle {\bar {\theta }}<10^{-10}} θ ¯ {\displaystyle {\bar {\theta }}} 2 π {\displaystyle 2\пи}

Предлагаемые решения

Сильная CP-проблема решается автоматически, если один из кварков безмассовый. [7] В этом случае можно выполнить набор хиральных преобразований для всех массивных полей кварков, чтобы избавиться от их сложных массовых фаз, а затем выполнить еще одно хиральное преобразование для безмассового поля кварков, чтобы устранить остаточный θ-член, не вводя также сложный массовый член для этого поля. Это затем избавляет от всех членов, нарушающих CP, в теории. Проблема с этим решением заключается в том, что все кварки, как известно, массивны из экспериментального сопоставления с расчетами решетки . Даже если бы один из кварков был по существу безмассовым для решения проблемы, это само по себе было бы просто еще одной проблемой тонкой настройки, поскольку нет ничего, что требовало бы, чтобы масса кварка принимала такое малое значение.

Наиболее популярное решение проблемы — механизм Печчеи–Куинна. [8] Это вводит новую глобальную аномальную симметрию, которая затем спонтанно нарушается при низких энергиях, порождая псевдоголдстоуновский бозон, называемый аксионом. Основное состояние аксиона динамически заставляет теорию быть CP-симметричной, устанавливая . Аксионы также считаются возможными кандидатами на роль темной материи , а аксионоподобные частицы также предсказываются теорией струн . θ ¯ = 0 {\displaystyle {\bar {\theta }}=0}

Существуют и другие, менее популярные предлагаемые решения, такие как модели Нельсона–Барра. [9] [10] Они устанавливаются в некотором высоком масштабе энергии, где CP-симметрия точна, но затем симметрия спонтанно нарушается. Механизм Нельсона–Барра является способом объяснения того, почему остается малым при низких энергиях, в то время как фаза нарушения CP в матрице CKM велика. θ ¯ = 0 {\displaystyle {\bar {\theta }}=0} θ ¯ {\displaystyle {\bar {\theta }}}

Смотрите также

Ссылки

  1. ^ Mannel, T. (2–8 июля 2006 г.). "Theory and Phenomenology of CP Violation" (PDF) . Nuclear Physics B . 7th International Conference on Hyperons, Charm, and Beauty Hadrons (BEACH 2006). Vol. 167. Lancaster: Elsevier. pp. 170–174. Bibcode :2007NuPhS.167..170M. doi :10.1016/j.nuclphysbps.2006.12.083 . Получено 15 августа 2015 г. .
  2. ^ ««Сильная проблема CP» — самая недооцененная головоломка во всей физике». Forbes .
  3. ^ Печчеи, RD ; Куинн, HR (1977). «CP-сохранение в присутствии псевдочастиц». Physical Review Letters . 38 (25): 1440–1443. Bibcode :1977PhRvL..38.1440P. doi :10.1103/PhysRevLett.38.1440.
  4. ^ Ву, Д. (1991). Краткое введение в проблему сильного CP. Остин, Техас, США. SSCL-548.
  5. ^ Шварц, МД (2014). "29". Квантовая теория поля и стандартная модель . Cambridge University Press. стр. 612. ISBN 9781107034730.
  6. ^ Бейкер, CA; Дойл, DD; Гельтенборт, P.; Грин, K.; ван дер Гринтен, MGD; Харрис, PG; Иайджиев, P.; Иванов, SN; Мэй, DJR (27 сентября 2006 г.). "Улучшенный экспериментальный предел электрического дипольного момента нейтрона". Physical Review Letters . 97 (13): 131801. arXiv : hep-ex/0602020 . Bibcode :2006PhRvL..97m1801B. doi :10.1103/PhysRevLett.97.131801. PMID  17026025. S2CID  119431442.
  7. ^ Хук, А. (2019-07-22). "Лекции TASI по проблеме сильного CP и аксионам". Proceedings of Science . 333 : 004. arXiv : 1812.02669 . doi : 10.22323/1.333.0004 . S2CID  119073163 . Получено 2021-12-02 .
  8. ^ Печчеи, RD (2008). «Сильная проблема CP и аксионы». В Kuster, M.; Raffelt, G.; Beltrán, B. (ред.). Аксионы: теория, космология и экспериментальные поиски . Конспект лекций по физике. Том 741. стр. 3–17. arXiv : hep-ph/0607268 . doi :10.1007/978-3-540-73518-2_1. ISBN 978-3-540-73517-5. S2CID  119482294.
  9. ^ Нельсон, А. (1984-03-15). «Естественно слабое нарушение CP». Physics Letters B. 136 ( 5, 6): 387–391. Bibcode : 1984PhLB..136..387N. doi : 10.1016/0370-2693(84)92025-2 . Получено 2021-12-02 .
  10. ^ Barr, SM (1984-04-18). «Решение сильной проблемы CP без симметрии Печчеи–Куинна». Phys. Rev. Lett . 53 (4): 329–332. Bibcode :1984PhRvL..53..329B. doi :10.1103/PhysRevLett.53.329 . Получено 2021-12-02 .
Получено с "https://en.wikipedia.org/w/index.php?title=Strong_CP_problem&oldid=1252209783"