violación de CP

En física de partículas , la violación de CP es una violación de la simetría CP (o simetría de paridad de conjugación de carga ): la combinación de la simetría C ( simetría de conjugación de carga ) y la simetría P ( simetría de paridad ). La simetría CP establece que las leyes de la física deben ser las mismas si una partícula se intercambia con su antipartícula (simetría C) mientras que sus coordenadas espaciales se invierten ("simetría especular" o simetría P).

La violación de CP solo se observa en la interacción débil . El descubrimiento de la violación de CP en 1964 en las desintegraciones de kaones neutros resultó en el Premio Nobel de Física en 1980 para sus descubridores, James Cronin y Val Fitch . Posteriormente, se descubrió la violación de CP en muchas otras desintegraciones de mesones . En 2025, el experimento LHCb descubrió la violación de CP en bariones. ^{[ 1 ]} Existe cierta evidencia de que la violación de CP puede ocurrir en interacciones de neutrinos. ^{[ 2 ]}

Es importante para el problema de la asimetría materia-antimateria , el problema CP fuerte y el estudio de las interacciones débiles en física de partículas. Según el teorema CPT , toda violación de CP es también una violación de la simetría temporal.

Hasta la década de 1950, se creía que la conservación de la paridad era una de las leyes fundamentales de conservación geométrica (junto con la conservación de la energía y la conservación del momento ). Tras el descubrimiento de la violación de la paridad en 1956, se propuso la simetría CP para restablecer el orden. Sin embargo, si bien se ha comprobado experimentalmente que la interacción fuerte y la interacción electromagnética son invariantes bajo la operación de transformación CP combinada, experimentos posteriores demostraron que esta simetría se viola ligeramente durante ciertos tipos de desintegración débil .

Solo una versión más débil de la simetría podía preservarse mediante fenómenos físicos: la simetría CPT . Además de C y P, existe una tercera operación, la inversión temporal T , que corresponde a la inversión del movimiento. La invariancia bajo inversión temporal implica que, siempre que un movimiento esté permitido por las leyes de la física, el movimiento inverso también lo está y se produce a la misma velocidad hacia adelante y hacia atrás.

Se cree que la combinación de CPT constituye una simetría exacta de todos los tipos de interacciones fundamentales. Debido al teorema de simetría CPT, vigente desde hace mucho tiempo, siempre que sea válido, una violación de la simetría CP es equivalente a una violación de la simetría T. En este teorema, considerado uno de los principios básicos de la teoría cuántica de campos , se aplican conjuntamente la conjugación de carga, la paridad y la inversión temporal. La observación directa de la violación de la simetría de inversión temporal sin asumir el teorema CPT fue realizada en 1998 por dos grupos, las colaboraciones CPLEAR y KTeV, en el CERN y Fermilab , respectivamente. ^{[ 3 ]} Ya en 1970, Klaus Schubert observó la violación de T independientemente de asumir la simetría CPT utilizando la relación de unitaridad de Bell-Steinberger. ^{[ 4 ]}

La violación directa de CP está permitida en el Modelo Estándar si aparece una fase compleja en la matriz de Cabibbo-Kobayashi-Maskawa (matriz CKM) que describe la mezcla de quarks , o en la matriz de Pontecorvo-Maki-Nakagawa-Sakata (matriz PMNS) que describe la mezcla de neutrinos . Una condición necesaria para la aparición de la fase compleja es la presencia de al menos tres generaciones de fermiones. Si hay menos generaciones, el parámetro de fase compleja puede incorporarse a redefiniciones de los campos fermiónicos.

Un invariante de refase popular cuya desaparición indica la ausencia de violación de CP y ocurre en la mayoría de las amplitudes que violan CP es el invariante de Jarlskog :

$${\displaystyle \ J=c_{12}\ c_{13}^{2}\ c_{23}\ s_{12}\ s_{13}\ s_{23}\ \sin \delta \ \approx \ 0.00003\ ,}$$

para quarks, que es${\displaystyle \ 0.0003\ }$veces el valor máximo de${\displaystyle \ J_{\max }={\tfrac {1}{6{\sqrt {3}}}}\ \approx \ 0.1\ .}$Para los leptones, solo existe un límite superior:${\displaystyle \ |J|<0.03\ .}$

La razón por la cual una fase tan compleja causa una violación de CP (CPV) no es inmediatamente obvia, pero puede verse de la siguiente manera. Consideremos cualquier partícula dada (o conjuntos de partículas)${\displaystyle \ a\ }$y${\displaystyle \ b\ ,}$y sus antipartículas${\displaystyle \ {\bar {a}}\ }$y${\displaystyle \ {\bar {b}}\ .}$Ahora consideremos los procesos.${\displaystyle \ a\rightarrow b\ }$y el proceso de antipartículas correspondiente${\displaystyle \ {\bar {a}}\rightarrow {\bar {b}}\ ,}$y denotan sus amplitudes${\displaystyle {\cal {M}}}$y${\displaystyle {\bar {\cal {M}}}}$respectivamente. Antes de la violación de CP, estos términos deben ser el mismo número complejo. Podemos separar la magnitud y la fase escribiendo${\displaystyle {\cal {M}}=|{\cal {M}}|\ e^{i\theta }}$. Si se introduce un término de fase a partir de (por ejemplo) la matriz CKM, denotemos${\displaystyle e^{i\phi }}$. Tenga en cuenta que${\displaystyle {\bar {\cal {M}}}}$contiene la matriz conjugada a${\displaystyle {\cal {M}}}$, por lo que adquiere un término de fase${\displaystyle e^{-i\phi }}$.

Ahora la fórmula queda así:

$${\displaystyle {\begin{aligned}{\cal {M}}&=|{\cal {M}}|\ e^{i\theta }\ e^{+i\phi }\\{\bar {\cal {M}}}&=|{\cal {M}}|\ e^{i\theta }\ e^{-i\phi }\end{aligned}}}$$

Las tasas de reacción físicamente medibles son proporcionales a${\displaystyle \ |{\cal {M}}|^{2}}$, hasta ahora nada es diferente. Sin embargo, consideremos que hay dos rutas diferentes :${\displaystyle a{\overset {1}{\longrightarrow }}b}$y${\displaystyle a{\overset {2}{\longrightarrow }}b}$o, equivalentemente, dos estados intermedios no relacionados:${\displaystyle a\rightarrow 1\rightarrow b}$y${\displaystyle a\rightarrow 2\rightarrow b}$Este es precisamente el caso del kaón, donde la desintegración se produce a través de diferentes canales de quarks (véase la figura anterior). En este caso tenemos:

$${\displaystyle {\begin{alignedat}{3}{\cal {M}}&=|{\cal {M}}_{1}|\ e^{i\theta _{1}}\ e^{i\phi _{1}}&&+|{\cal {M}}_{2}|\ e^{i\theta _{2}}\ e^{i\phi _{2}}\\{\bar {\cal {M}}}&=|{\cal {M}}_{1}|\ e^{i\theta _{1}}\ e^{-i\phi _{1}}&&+|{\cal {M}}_{2}|\ e^{i\theta _{2}}\ e^{-i\phi _{2}}\ .\end{alignedat}}}$$

Un cálculo adicional arroja el siguiente resultado:

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

Así, vemos que una fase compleja da lugar a procesos que se desarrollan a ritmos diferentes para partículas y antipartículas, y se viola la simetría CP.

Desde el punto de vista teórico, la matriz CKM se define como${\displaystyle \ V_{\mathrm {CKM} }=U_{u}^{\dagger }U_{d}}$, dónde${\displaystyle U_{u}}$y${\displaystyle U_{d}}$son matrices de transformación unitarias que diagonalizan las matrices de masa de los fermiones${\displaystyle M_{u}}$y${\displaystyle M_{d}}$, respectivamente.

Por lo tanto, existen dos condiciones necesarias para obtener una matriz CKM compleja:

1. Al menos uno de${\displaystyle U_{u}}$y${\displaystyle U_{d}}$es complejo, o la matriz CKM será puramente real.
2. Si ambos son complejos,${\displaystyle U_{u}}$y${\displaystyle U_{d}}$debe ser diferente, es decir,${\displaystyle U_{u}\neq U_{d}}$o la matriz CKM será una matriz identidad, que también es puramente real.

Para un modelo estándar con tres generaciones de fermiones, el patrón no hermitiano más general de sus matrices de masa puede ser dado por

${\displaystyle M={\begin{bmatrix}A_{1}+iD_{1}&B_{1}+iC_{1}&B_{2}+iC_{2}\\B_{4}+iC_{4}&A_{2}+iD_{2}&B_{3}+iC_{3}\\B_{5}+iC_{5}&B_{6}+iC_{6}&A_{3}+iD_{3}\end{bmatrix}}.}$

Esta matriz M contiene 9 elementos y 18 parámetros, 9 de los coeficientes reales y 9 de los coeficientes imaginarios. Obviamente, una matriz de 3x3 con 18 parámetros es demasiado difícil de diagonalizar analíticamente. Sin embargo, una matriz naturalmente hermitiana${\displaystyle \mathbf {M^{2}} =M\cdot M^{\dagger }}$puede ser dado por

${\displaystyle \mathbf {M^{2}} ={\begin{bmatrix}\mathbf {A_{1}} &\mathbf {B_{1}} +i\mathbf {C_{1}} &\mathbf {B_{2}} +i\mathbf {C_{2}} \\\mathbf {B_{1}} -i\mathbf {C_{1}} &\mathbf {A_{2}} &\mathbf {B_{3}} +i\mathbf {C_{3}} \\\mathbf {B_{2}} -i\mathbf {C_{2}} &\mathbf {B_{3}} -i\mathbf {C_{3}} &\mathbf {A_{3}} \end{bmatrix}},}$

y tiene la misma matriz de transformación unitaria U con M. Además, los parámetros en${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$están correlacionados con los de M directamente de las maneras que se muestran a continuación.

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {A_{1}} &=A_{1}^{2}+D_{1}^{2}+B_{1}^{2}+C_{1}^{2}+B_{2}^{2}+C_{2}^{2},\\\mathbf {A_{2}} &=A_{2}^{2}+D_{2}^{2}+B_{3}^{2}+C_{3}^{2}+B_{4}^{2}+C_{4}^{2},\\\mathbf {A_{3}} &=A_{3}^{2}+D_{3}^{2}+B_{5}^{2}+C_{5}^{2}+B_{6}^{2}+C_{6}^{2},\\\mathbf {B_{1}} &=A_{1}B_{4}+D_{1}C_{4}+B_{1}A_{2}+C_{1}D_{2}+B_{2}B_{3}+C_{2}C_{3},\\\mathbf {B_{2}} &=A_{1}B_{5}+D_{1}C_{5}+B_{1}B_{6}+C_{1}C_{6}+B_{2}A_{3}+C_{2}D_{3},\\\mathbf {B_{3}} &=B_{4}B_{5}+C_{4}C_{5}+B_{6}A_{2}+C_{6}D_{2}+A_{3}B_{3}+D_{3}C_{3},\\\mathbf {C_{1}} &=D_{1}B_{4}-A_{1}C_{4}+A_{2}C_{1}-B_{1}D_{2}+B_{3}C_{2}-B_{2}C_{3},\\\mathbf {C_{2}} &=D_{1}B_{5}-A_{1}C_{5}+B_{6}C_{1}-B_{1}C_{6}+A_{3}C_{2}-B_{2}D_{3},\\\mathbf {C_{3}} &=C_{4}B_{5}-B_{4}C_{5}+D_{2}B_{6}-A_{2}C_{6}+A_{3}C_{3}-B_{3}D_{3}.\end{aligned}}}$

Eso significa que si diagonalizamos un ${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$matriz con 9 parámetros, tiene el mismo efecto que diagonalizar una${\displaystyle M}$matriz con 18 parámetros. Por lo tanto, diagonalizando la${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$Sin duda, la matriz es la opción más razonable.

El${\displaystyle M}$y ${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$Los patrones de matriz dados anteriormente son los más generales. La forma perfecta de resolver el problema CPV en el modelo estándar es diagonalizar dichas matrices analíticamente y obtener una matriz U que se aplique a ambos. Desafortunadamente, aunque el ${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$La matriz tiene solo 9 parámetros, pero sigue siendo demasiado complicada para diagonalizarla directamente. Por lo tanto, se hace una suposición.

${\displaystyle \mathbf {M^{2}} _{R}\cdot \mathbf {M^{2\dagger }} _{I}+\mathbf {M^{2}} _{I}\cdot \mathbf {M^{2\dagger }} _{R}=0}$

se empleó para simplificar el patrón, donde ${\displaystyle \mathbf {M^{2}} _{R}}$es la parte real de ${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$y${\displaystyle \mathbf {M^{2}} _{I}}$es la parte imaginaria.

Tal suposición podría reducir aún más el número de parámetros de 9 a 5 y la reducción${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$La matriz puede ser dada por

${\displaystyle \mathbf {M^{2}} ={\begin{bmatrix}\mathbf {A} +\mathbf {B} (xy-{x \over y})&y\mathbf {B} &x\mathbf {B} \\y\mathbf {B} &\mathbf {A} +\mathbf {B} ({y \over x}-{x \over y})&\mathbf {B} \\x\mathbf {B} &\mathbf {B} &\mathbf {A} \end{bmatrix}}+i{\begin{bmatrix}0&{\mathbf {C} \over y}&-{\mathbf {C} \over x}\\-{\mathbf {C} \over y}&0&\mathbf {C} \\{\mathbf {C} \over x}&-\mathbf {C} &0\end{bmatrix}}\equiv \mathbf {M^{2}} _{R}+i\mathbf {M^{2}} _{I},}$

dónde${\displaystyle \mathbf {A} \equiv \mathbf {A_{3}} ,\mathbf {B} \equiv \mathbf {B_{3}} ,\mathbf {C} \equiv \mathbf {C_{3}} ,x\equiv \mathbf {B_{2}/B_{3}} ,}$y${\displaystyle y\equiv \mathbf {B_{1}/B_{3}} }$.

Diagonalización${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$Analíticamente, los valores propios vienen dados por

${\displaystyle \mathbf {m_{1}} ^{2}=\mathbf {A} -\mathbf {B} {x \over y}-\mathbf {C} {{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}} \over xy},}$

${\displaystyle \mathbf {m_{2}} ^{2}=\mathbf {A} -\mathbf {B} {x \over y}+\mathbf {C} {{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}} \over xy},}$

${\displaystyle \mathbf {m_{3}} ^{2}=\mathbf {A} +\mathbf {B} {(x^{2}+1)y \over x},}$

y el${\displaystyle U}$La matriz para quarks de tipo up puede entonces ser dada por

${\displaystyle U_{u}={\begin{bmatrix}{-{\sqrt {x^{2}+y^{2}}} \over {\sqrt {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})}}}&{-{\sqrt {x^{2}+y^{2}}} \over {\sqrt {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})}}}&{xy \over {\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}}\\{x(y^{2}-i{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}) \over {\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})}}}&{x(y^{2}+i{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}) \over {\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})}}}&{y \over {\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}}\\{y(x^{2}+i{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}) \over {\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})}}}&{y(x^{2}-i{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}) \over {\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})}}}&{x \over {\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}}\end{bmatrix}}.}$

Sin embargo, el orden de los valores propios y, en consecuencia, el orden de las columnas de${\displaystyle U_{u}}$no necesariamente tiene que ser${\displaystyle (\mathbf {m_{1}} ^{2},\mathbf {m_{2}} ^{2},\mathbf {m_{3}} ^{2})}$pero puede ser cualquier permutación de esas.

Después de obtener un general${\displaystyle U}$patrón de matriz, el mismo procedimiento se puede aplicar a los quarks de tipo down introduciendo parámetros primados. Para construir la matriz CKM, la transpuesta conjugada de la${\displaystyle U}$matriz para quarks de tipo up, denotada como${\displaystyle U_{u}^{\dagger }}$, debe multiplicarse por el${\displaystyle U}$matriz para quarks de tipo down, denotada como${\displaystyle U_{d}}$Como se mencionó anteriormente, no existen restricciones inherentes que dicten la asignación de autovalores a sabores de quarks específicos. Todos${\displaystyle 3!\times 3!=36}$Las posibles permutaciones de los valores propios se enumeran en otra parte. ^{[ 29 ] [ 30 ]}

Entre estas 36 matrices CKM potenciales, 4 de ellas

${\displaystyle V[52]=V{\begin{bmatrix}1\\3\\2\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}2&3&1\end{bmatrix}}=V[25]^{*}=V^{*}{\begin{bmatrix}2\\3\\1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&3&2\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}s&p&r\\p^{\prime }&q&p^{\prime *}\\r^{*}&p^{*}&s^{*}\end{bmatrix}}}$y

${\displaystyle V[22]=V{\begin{bmatrix}2\\3\\1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}2&3&1\end{bmatrix}}=V[55]^{*}=V^{*}{\begin{bmatrix}1\\3\\2\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&3&2\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}r^{*}&p^{*}&s^{*}\\p^{\prime *}&q&p^{\prime }\\s&p&r\end{bmatrix}},}$

ajustar los datos experimentales al orden de${\displaystyle \lambda ^{1/2}}$o mejor, a nivel de árbol, donde ${\displaystyle \lambda }$es uno de los parámetros de Wolfenstein .

Las expresiones completas de los parámetros${\displaystyle p,q,r,s,}$y${\displaystyle p^{\prime }}$son dados por

${\displaystyle {\begin{aligned}r&=&{{(x^{2}+y^{2})(x'^{2}+y'^{2})+(xx'+yy')(xyx'y'+{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}}\\&+&i{{(xy'-x'y)(x'y'{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}+xy{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},\\s&=&{{(x^{2}+y^{2})(x'^{2}+y'^{2})+(xx'+yy')(xyx'y'-{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}}\\&+&i{{(xy'-x'y)(x'y'{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}-xy{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},\\p&=&{{[y'y^{2}(x-x')+x'x^{2}(y-y')]+i(xy'-x'y){\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}} \over {{\sqrt {2}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},\\p^{\prime }&=&{{[yy'^{2}(x'-x)+xx'^{2}(y'-y)]+i(xy'-x'y){\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}} \over {{\sqrt {2}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},\\q&=&{{xx'+yy'+xyx'y'} \over {{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}}.\end{aligned}}}$

Los elementos CKM que mejor se ajustan son:

${\displaystyle |V_{ud}|=|V_{tb}|\sim 0.9925,}$

${\displaystyle |V_{ub}|=|V_{td}|\sim 0.0075,}$

${\displaystyle |V_{us}|=|V_{ts}|=|V_{cd}|=|V_{cb}|\sim 0.122023,}$ y

${\displaystyle |V_{cs}|\sim 0.9845.}$

Desde el descubrimiento de la violación de CP en 1964, los físicos han creído que, en teoría, dentro del marco del Modelo Estándar, basta con buscar acoplamientos de Yukawa apropiados (equivalentes a una matriz de masas) para generar una fase compleja en la matriz CKM, rompiendo así automáticamente la simetría CP. Sin embargo, el patrón específico de la matriz ha permanecido esquivo. La derivación anterior proporciona la primera evidencia de esta idea y ofrece algunos ejemplos explícitos para respaldarla.

No se conoce experimentalmente ninguna violación de la simetría CP en la cromodinámica cuántica . Dado que no hay ninguna razón conocida para que se conserve específicamente en QCD, este es un problema de "ajuste fino" conocido como el problema CP fuerte .

La QCD no viola la simetría CP con la misma facilidad que la teoría electrodébil ; a diferencia de esta última, en la que los campos de gauge se acoplan a corrientes quirales construidas a partir de los campos fermiónicos , los gluones se acoplan a corrientes vectoriales. Los experimentos no indican ninguna violación de CP en el sector de la QCD. Por ejemplo, una violación genérica de CP en el sector de interacción fuerte crearía un momento dipolar eléctrico del neutrón comparable a 10⁻¹⁸ ^e · m, mientras que el límite superior experimental es aproximadamente una billonésima parte de ese valor. 

Esto supone un problema porque, al final, existen términos naturales en el lagrangiano de QCD que pueden romper la simetría CP.

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

Para una elección no nula del ángulo θ y la fase quiral de la masa del quark θ ′, se espera que se viole la simetría CP. Generalmente se asume que la fase de la masa quiral del quark puede convertirse en una contribución a la masa efectiva total.${\displaystyle \scriptstyle {\tilde {\theta }}}$ángulo, pero aún queda por explicar por qué este ángulo es extremadamente pequeño en lugar de ser del orden de uno; el valor particular del ángulo θ que debe ser muy cercano a cero (en este caso) es un ejemplo de un problema de ajuste fino en física, y normalmente se resuelve mediante física más allá del Modelo Estándar .

Existen varias soluciones propuestas para resolver el problema CP fuerte. La más conocida es la teoría de Peccei-Quinn , que involucra nuevas partículas escalares llamadas axiones . Un enfoque más reciente y radical que no requiere el axión es una teoría que involucra dos dimensiones temporales, propuesta por primera vez en 1998 por Bars, Deliduman y Andreev. ^{[ 31 ]}

El universo observable está compuesto principalmente de materia , en lugar de consistir en partes iguales de materia y antimateria como cabría esperar. ^{[ 32 ]} Se puede demostrar que, para crear un desequilibrio entre materia y antimateria a partir de una condición inicial de equilibrio, deben cumplirse las condiciones de Sakharov , una de las cuales es la existencia de una violación de CP durante las condiciones extremas de los primeros segundos después del Big Bang . Las explicaciones que no implican la violación de CP son menos plausibles, ya que se basan en la suposición de que el desequilibrio materia-antimateria estaba presente desde el principio, o en otras suposiciones ciertamente exóticas. ^{[ 33 ]}

El Big Bang debería haber producido cantidades iguales de materia y antimateria si se hubiera preservado la simetría CP; por lo tanto, debería haber habido una cancelación total de ambas: protones con antiprotones , electrones con positrones , neutrones con antineutrones , y así sucesivamente. Esto habría dado como resultado un mar de radiación en el universo sin materia. Dado que esto no es así, después del Big Bang, las leyes físicas debieron actuar de manera diferente para la materia y la antimateria, es decir, violando la simetría CP. ^{[ 33 ]}

El Modelo Estándar contiene al menos tres fuentes de violación de CP. La primera de ellas, que involucra la matriz de Cabibbo-Kobayashi-Maskawa en el sector de quarks , se ha observado experimentalmente y solo puede explicar una pequeña porción de la violación de CP necesaria para explicar la asimetría materia-antimateria. La interacción fuerte también debería violar CP, en principio, pero la imposibilidad de observar el momento dipolar eléctrico del neutrón en los experimentos sugiere que cualquier violación de CP en el sector fuerte también es demasiado pequeña para explicar la violación de CP necesaria en el universo temprano. La tercera fuente de violación de CP es la matriz de Pontecorvo-Maki-Nakagawa-Sakata en el sector leptónico . Los experimentos actuales de oscilación de neutrinos de larga base, T2K y NOνA , podrían encontrar evidencia de violación de CP en una pequeña fracción de los posibles valores de la fase de Dirac que viola CP, mientras que los experimentos propuestos de próxima generación, Hyper-Kamiokande y DUNE , serán lo suficientemente sensibles como para observar definitivamente la violación de CP en una fracción relativamente grande de los posibles valores de la fase de Dirac. Más adelante, una fábrica de neutrinos podría ser sensible a casi todos los valores posibles de la fase de Dirac con violación de CP. Si los neutrinos son fermiones de Majorana , la matriz PMNS podría tener dos fases de Majorana adicionales con violación de CP, lo que daría lugar a una cuarta fuente de violación de CP dentro del Modelo Estándar. La evidencia experimental de los neutrinos de Majorana sería la observación de la desintegración beta doble sin neutrinos . Los mejores límites provienen del experimento GERDA . La violación de CP en el sector leptónico genera una asimetría materia-antimateria a través de un proceso llamado leptogénesis . Esto podría convertirse en la explicación preferida en el Modelo Estándar para la asimetría materia-antimateria del universo si la violación de CP se confirma experimentalmente en el sector leptónico. ^{[ 34 ]}

Si se determina experimentalmente que la violación de CP en el sector leptónico es demasiado pequeña para explicar la asimetría materia-antimateria, se requeriría nueva física más allá del Modelo Estándar para explicar fuentes adicionales de violación de CP. Agregar nuevas partículas y/o interacciones al Modelo Estándar generalmente introduce nuevas fuentes de violación de CP, ya que CP no es una simetría de la naturaleza. ^{[ 33 ]}

Sakharov propuso una forma de restaurar la simetría CP utilizando la simetría T, extendiendo el espaciotiempo antes del Big Bang. Describió reflexiones CPT completas de eventos a cada lado de lo que denominó la "singularidad inicial". Debido a esto, los fenómenos con una flecha del tiempo opuesta en t < 0 sufrirían una violación CP opuesta, por lo que la simetría CP se preservaría en su totalidad. El exceso anómalo de materia sobre antimateria después del Big Bang en el sector ortócrono (o positivo) se convierte en un exceso de antimateria antes del Big Bang (sector anticrónico o negativo) ya que tanto la conjugación de carga como la paridad y la flecha del tiempo se invierten debido a las reflexiones CPT de todos los fenómenos que ocurren sobre la singularidad inicial.

Podemos visualizar que los maximones neutros sin espín (o fotones) se producen en t < 0 a partir de materia en contracción con un exceso de antiquarks, que se atraviesan mutuamente en el instante t = 0 cuando la densidad es infinita, y se desintegran con un exceso de quarks cuando t > 0, lo que da lugar a una simetría CPT total del universo. En esta hipótesis, se supone que todos los fenómenos en t < 0 son reflejos CPT de los fenómenos en t > 0.

• Fábrica B
• Paridad (física) §  Violación de la paridad
• Simetría C
• Simetría T
• Simetría CPT
• Experimento BTeV
• Matriz Cabibbo-Kobayashi-Maskawa
• experimento LHCb
• Diagrama del pingüino
• oscilación de partículas neutras
• Momentos de violación de CP

• En plena persecución de las violaciones de CP - CERN Courier
• ¿Por qué la violación de CP es importante para el universo? - CERN Courier
• El misterio de la violación de la CP por Gabriella Sciolla