Paridad R

La paridad R es un concepto en física de partículas . En el Modelo Estándar Supersimétrico Mínimo , el número bariónico y el número leptónico ya no se conservan por todos los acoplamientos renormalizables en la teoría. Dado que la conservación del número bariónico y del número leptónico se ha probado con mucha precisión, estos acoplamientos deben ser muy pequeños para no entrar en conflicto con los datos experimentales. La paridad R es un concepto en física de partículas.${\displaystyle \mathbb {Z} _ {2}}$simetría que actúa sobre los campos del Modelo Estándar Supersimétrico Mínimo (MSSM) que prohíbe estos acoplamientos y puede definirse como ^{[ 1 ]}$${\displaystyle P_{\mathrm {R} }=(-1)^{3B+L+2s}}$$

o, equivalentemente, como $${\displaystyle P_{\mathrm {R} }=(-1)^{3(BL)+2s}}$$

donde s es el espín , B es el número bariónico y L es el número leptónico. Todas las partículas del Modelo Estándar tienen paridad R de +1, mientras que las partículas supersimétricas tienen paridad R de −1 .

Tenga en cuenta que existen diferentes formas de paridad con diferentes efectos y principios, no se debe confundir esta paridad con ninguna otra paridad .

Al conservarse la paridad R, la partícula supersimétrica más ligera ( LSP ) no puede desintegrarse. Por lo tanto, esta partícula más ligera (si existe) podría explicar la masa faltante observada del universo, que generalmente se denomina materia oscura . ^{[ 2 ]} Para ajustar las observaciones, se supone que esta partícula tiene una masa de100 GeV/ c ²  a^{Una partícula} de 1 TeV/ c²  es neutra y solo interactúa mediante interacciones débiles e interacciones gravitacionales . A menudo se la denomina partícula masiva de interacción débil o WIMP.

Normalmente, el candidato a materia oscura del MSSM es una mezcla de gauginos electrodébiles e higgsinos , y se denomina neutralino . En extensiones del MSSM, es posible que un sneutrino sea el candidato a materia oscura. Otra posibilidad es el gravitino , que solo interactúa mediante interacciones gravitacionales y no requiere paridad R estricta.

Los acoplamientos renormalizables que violan la paridad R del MSSM son

• ${\displaystyle \int d^{2}\theta \;\lambda _{1}\;U^{c}D^{c}D^{c}}$viola B por 1 unidad

La restricción más fuerte que involucra únicamente este acoplamiento proviene de la no observación de oscilaciones neutrón-antineutrón .

• ${\displaystyle \int d^{2}\theta \;\lambda _{2}\;QD^{c}L}$viola L por 1 unidad

La restricción más fuerte que involucra solo este acoplamiento es la violación de la universalidad de la constante de Fermi.${\displaystyle G_{F}}$en desintegraciones de quarks y corrientes cargadas leptónicas.

• ${\displaystyle \int d^{2}\theta \;\lambda _{3}\;LE^{c}L}$viola L por 1 unidad

La restricción más fuerte que involucra solo este acoplamiento es la violación de la universalidad de la constante de Fermi en las desintegraciones de corriente cargada leptónica.

• ${\displaystyle \int d^{2}\theta \;\kappa \;LH_{u}}$viola L por 1 unidad

La restricción más importante que implica este acoplamiento por sí solo es que da como resultado una gran masa del neutrino.

Si bien las restricciones sobre los acoplamientos individuales son razonablemente fuertes, si se combinan varios acoplamientos, estos conducen a la desintegración del protón . Por lo tanto, existen límites máximos adicionales para los valores de los acoplamientos derivados de los límites máximos para la tasa de desintegración del protón.

Sin que se conserven los números bariónicos y leptónicos y tomando${\displaystyle {\mathcal {O}}(1)}$Para los acoplamientos que violan la paridad R, el protón puede desintegrarse en aproximadamente 10⁻² ^segundos  o, si ^{se asume} una violación mínima del sabor, la vida útil del protón puede extenderse a 1  año. Dado que se observa que la vida útil del protón es mayor que 10³³ ^a 10³⁴ ^años  (dependiendo del canal de desintegración exacto), esto desfavorecería en gran medida el modelo. La paridad R establece todos los acoplamientos que violan el número bariónico y leptónico renormalizables a cero y el protón es estable en el nivel renormalizable y la vida útil del protón aumenta a 10³² ^años  y es casi consistente con los datos observacionales actuales.

Dado que la desintegración del protón implica la violación simultánea de los números leptónico y bariónico, ningún acoplamiento que viole la paridad R y sea renormalizable conduce a dicha desintegración. Esto ha motivado el estudio de la violación de la paridad R, donde solo un conjunto de acoplamientos que la violan es distinto de cero, lo que a veces se denomina hipótesis de dominancia de un único acoplamiento.

Una forma muy atractiva de motivar la paridad R es con una simetría de gauge continua B − L que se rompe espontáneamente a una escala inaccesible para los experimentos actuales. Una continua${\displaystyle U(1)_{BL}}$prohíbe términos renormalizables que violen B y L. ^{[ 3 ] [ 4 ] [ 5 ] [ 6 ]} Si${\displaystyle U(1)_{BL}}$solo se rompe por valores de expectativa de vacío escalares (u otros parámetros de orden) que llevan valores enteros pares de 3( B − L ) , entonces existe un subgrupo remanente discreto exactamente conservado que tiene las propiedades deseadas. ^{[ 7 ] [ 8 ] [ 9 ] [ 10 ] [ 11 ]} La cuestión crucial es determinar si el sneutrino (el compañero supersimétrico del neutrino), que es impar bajo la paridad R, desarrolla un valor de expectativa de vacío. Se puede demostrar, por razones fenomenológicas, que esto no puede ocurrir en ninguna teoría donde${\displaystyle U(1)_{BL}}$se rompe a una escala mucho mayor que la electrodébil . Esto es cierto en cualquier teoría basada en un mecanismo de balancín a gran escala . ^{[ 12 ]} Como consecuencia, en tales teorías la paridad R permanece exacta en todas las energías.

Este fenómeno puede surgir como una simetría automática en las teorías de gran unificación SO(10) . Esta aparición natural de la paridad R es posible porque en SO(10) los fermiones del Modelo Estándar surgen de la representación espinorial de 16 dimensiones , mientras que el bosón de Higgs surge de una representación vectorial de 10 dimensiones. Para que exista un acoplamiento invariante SO(10), se debe tener un número par de campos espinoriales (es decir, existe una paridad espinorial). Tras la ruptura de la simetría GUT, esta paridad espinorial se reduce a la paridad R siempre que no se hayan utilizado campos espinoriales para romper dicha simetría. Se han construido ejemplos explícitos de tales teorías SO(10). ^{[ 13 ] [ 14 ]}  

• Simetría R

• Barbier, R.; et  al. (2005). "Supersimetría que viola la paridad R". Physics Reports . 420 ( 1– 6): 1– 195. arXiv : hep-ph/0406039 . Bibcode : 2005PhR...420....1B . doi : 10.1016/j.physrep.2005.08.006 .
• "Violación de la paridad R..." xstructure.inr.ac.ru .
• "Violación de la paridad R..." FNAL . Archivado del original el 28 de mayo de 2010.