Łamanie symetrii chiralnej - Chiral symmetry breaking

W fizyce cząstek , chiralny łamanie symetrii jest spontaniczne złamanie symetrii z chiralnym symetrii - z reguły przez cechowanie takie jak chromodynamice kwantowej , w dziedzinie kwantowej teorii z silnego oddziaływania . Yoichiro Nambu otrzymał w 2008 r. nagrodę Nobla w dziedzinie fizyki za opisanie tego zjawiska („za odkrycie mechanizmu spontanicznej złamanej symetrii w fizyce subatomowej”).

Przegląd

Chromodynamika kwantowa

Doświadczalnie zaobserwowano, że masy oktetu mezonów pseudoskalarnych (takich jak pion ) są znacznie lżejsze niż masy następnych cięższych stanów, takich jak oktet mezonów wektorowych , takich jak mezon rho .

Jest to konsekwencja spontanicznego łamania symetrii symetrii chiralnej w sektorze fermionowym QCD z trzema odmianami lekkich kwarków, u , d i s . Taka teoria, dla wyidealizowanych bezmasowych kwarków, ma globalną symetrię smaku chiralnego $SU (3) \times SU (3)$ . W SSB jest to spontanicznie rozbite na diagonalną podgrupę smaku SU (3), generującą osiem bozonów Nambu-Goldstone, które są mezonami pseudoskalarnymi przekształcającymi się jako oktetowa reprezentacja tego smaku SU (3) .

Poza tą idealizacją bezmasowych kwarków, rzeczywiste małe masy kwarków również wyraźnie łamią chiralną symetrię (zapewniając nieznikające fragmenty rozbieżności prądów chiralnych, powszechnie określanych jako PCAC: częściowo zachowane prądy osiowe). Masy pseudoskalarnego oktetu mezonu są określone przez ekspansję mas kwarkowych, którą nazywa się chiralną teorią perturbacji . Wewnętrzna spójność tego argumentu jest dalej sprawdzana przez obliczenia sieciowej QCD , które pozwalają zmieniać masę kwarków i potwierdzają, że zmienność mas pseudoskalarnych z masami kwarków jest podyktowana chiralną teorią zaburzeń , skutecznie jak pierwiastek kwadratowy z masy kwarkowe.

W przypadku trzech ciężkich kwarków: powabnego , dolnego i górnego , ich masy, a co za tym idzie wyraźne zerwanie tych wartości, są znacznie większe niż skala spontanicznego chiralnego łamania symetrii QCD. Dlatego nie można ich traktować jako małego zaburzenia wokół wyraźnej granicy symetrii.

Generacja masowa

Chiralny łamanie symetrii jest najbardziej widoczne na wytwarzanie mas o nukleony z bardziej elementarnych światła kwarkach , co stanowi około 99%, ich łączna masa jako barionowej . W ten sposób odpowiada za większość masy całej widzialnej materii . Na przykład w protonie , o masie m _p ≈ 938 MeV , kwarki walencyjne , dwa kwarki górne o m _u ≈ 2,3 MeV i jeden kwark dolny o m _d ≈ 4,8 MeV, wnoszą jedynie około 9,4 MeV do masy protonu. Źródłem masy protonu jest energia wiązania chromodynamiki kwantowej , która powstaje w wyniku łamania symetrii chiralnej QCD.

Kondensat Fermionu

Spontaniczne łamanie symetrii można opisać analogicznie do magnetyzacji .

Skroplin próżni z dwuliniową wyrażenia udziałem kwarkom w próżni QCD jest znany jako kondensat Fermion .

Można to obliczyć jako

{\ Displaystyle \ langle {\ bar {q}} _ {R} ^ {a} q_ {L} ^ {b} \ rangle = v \ delta ^ {ab} ~}

utworzone przez nieperturbacyjne działanie gluonów QCD, przy v ≈ −(250 MeV) ³ . Nie można tego zachować przy izolowanej rotacji L lub R. Stałą zaniku pion , $F gatunku$ ≈ 93 MeV, może być traktowana jako miara wytrzymałości chiralnej symetrii łamanie.

Model dwukwarkowy

W przypadku dwóch lekkich kwarków, górnego i dolnego , Lagranżian QCD zapewnia wgląd. Symetria lagrangianu QCD, zwana symetrią chiralną, opisuje niezmienność względem grupy symetrii . Ta grupa symetrii wynosi ${\ Displaystyle U (2) _ {L} \ razy U (2) _ {R}}$

{\ Displaystyle SU (2) _ {L} \ razy SU (2) _ {R} \ razy U (1) _ {V} \ razy U (1) _ {A} ~.}

Kondensat kwarków indukowany przez nieperturbacyjne oddziaływania silne spontanicznie rozkłada podgrupę wektorów diagonalnych SU(2) _V , znaną jako izospina . Wynikająca z tego efektywna teoria barionowych stanów związanych QCD (opisująca protony i neutrony ) zawiera dla nich terminy masowe, niedozwolone przez pierwotną liniową realizację symetrii chiralnej, ale dozwolone przez spontanicznie załamaną nieliniową realizację osiągniętą w rezultacie z silnymi oddziaływaniami . ${\ Displaystyle SU (2) _ {L} \ razy SU (2) _ {R}}$

Bozony Nambu- Goldstone odpowiadające trzem uszkodzonym generatorom to trzy piony , naładowane i neutralne. W następnej sekcji opisano, w jaki sposób małe wyraźne pęknięcie w lagranżianie nadaje tym trzem pionom niewielką masę.

Bozony pseudo-złotego kamienia

Bozony pseudo-złotego kamienia powstają w kwantowej teorii pola z jednoczesnym spontanicznym i wyraźnym łamaniem symetrii . Te dwa rodzaje łamania symetrii zwykle występują oddzielnie i na różnych skalach energetycznych i nie uważa się, że są one oparte na sobie nawzajem.

W przypadku braku wyraźnego łamania, spontaniczne łamanie symetrii doprowadziłoby do powstania bezmasowych bozonów Nambu-Goldstone dla dokładnych spontanicznie łamanych symetrii chiralnych. Omawiane symetrie chiralne są jednak z natury tylko symetriami przybliżonymi, biorąc pod uwagę ich niewielkie wyraźne złamanie.

Wyraźne łamanie symetrii występuje w mniejszej skali energetycznej. Właściwości tych bozonów pseudo-złotego kamienia można normalnie obliczyć przy użyciu teorii zaburzeń chiralnych , rozszerzając teorię dokładnie symetryczną pod względem parametrów jawnego łamania symetrii. W szczególności obliczona masa musi być mała, $m π \approx \sqrt vm q / f π$ .

Model trzykwarkowy

W przypadku trzech kwarków lekkich, kwarka górnego , dolnego i kwarka dziwnego , symetrie smakowo-chiralne rozszerzające te omówione powyżej również ulegają rozkładowi do symetrii Gell-Manna.

{\ Displaystyle SU (3) _ {L} \ razy SU (3) _ {R} \ razy U (1) _ {V} \ razy U (1) _ {A}}

.

Generatory symetrii chiralnej spontanicznie łamane tworzą przestrzeń kosetową . Ta przestrzeń nie jest grupą i składa się z ośmiu generatorów osiowych, odpowiadających ośmiu lekkim pseudoskalarnym mezonom , niediagonalnej części . ${\ Displaystyle (SU (3) _ {L} \ razy SU (3) _ {R}) / SU (3) _ {V}}$ ${\ Displaystyle SU (3) _ {L} \ razy SU (3) _ {R}}$

Pozostałe osiem nieprzerwanych generatorów podgrup wektorów stanowi manifestowaną standardową symetrię smaku „Ośmiokrotnej drogi” , SU(3) _V .

Mezony ciężko-lekkie

Mezony zawierające ciężki kwark, taki jak urok ( mezon D ) lub piękny, oraz lekki antykwark (górny, dolny lub dziwny) można postrzegać jako układy, w których lekki kwark jest „przywiązany” siłą gluonową do nieruchomy ciężki kwark, jak kula przywiązana do tyczki. Łamanie symetrii chiralnej powoduje następnie rozdzielenie stanów podstawowych fali s (spin ) od wzbudzonych stanów wzbudzonych partnerów z parzystością fali p przez wspólną „przerwę masową” . ${\ Displaystyle (0 ^ {-}, 1 ^ {-})}$ $^{parzystość}$ ${\ Displaystyle (0 ^ {+}, 1 ^ {+})}$ ${\ Displaystyle \ Delta M}$

W 1993 roku William A. Bardeen i Christopher T. Hill badali właściwości tych układów stosując zarówno symetrię ciężkich kwarków, jak i chiralną symetrię kwarków lekkich w przybliżeniu modelu Nambu-Jona-Lasinio . Opisało to zjawisko i dało prognozę przerwy masowej MeV, która wynosiłaby zero, gdyby łamanie symetrii chiralnej zostało wyłączone. Stany wzbudzone niedziwnych, ciężko-lekkich mezonów są zwykle krótkotrwałymi rezonansami z powodu głównego silnego trybu rozpadu i dlatego są trudne do zaobserwowania. W swojej pracy autorzy zauważyli jednak, że chociaż wyniki były przybliżone, wzbudzone zauroczenie mezony mogą być nienormalnie wąskie (długożyciowe), ponieważ główny tryb rozpadu, , mógł być kinematycznie stłumiony (lub całkowicie zablokowany) ze względu na masa kaonu. Można je było wtedy łatwo zaobserwować. ${\ Displaystyle \ Delta M \ około 345}$ ${\ Displaystyle D (0 ^ {+}, 1 ^ {+}) \ rightarrow \ pi + D (0 ^ {-}, 1 ^ {-})}$ ${\ Displaystyle D_ {s} (0 ^ {+}, 1 ^ {+})}$ ${\ Displaystyle D_ {s} (0 ^ {+}, 1 ^ {+}) \ rightarrow K + D_ {u, d} (0 ^ {-}, 1 ^ {-})}$

W 2003 roku została odkryta przez współpracę Babar i był postrzegany jako zaskakująco wąski, z przerwą masowej wyższej od od MeV, w ciągu kilku procent przewidywania modelu Bardeen-Hill. Bardeen, Eichten i Hill natychmiast rozpoznali, że jest to rzeczywiście partner parzystości stanu podstawowego i przewidzieli liczne obserwowalne tryby rozpadu, z których wiele zostało później potwierdzonych eksperymentami. Podobnych przewidywań oczekuje się w systemie (dziwny i anty-piękny kwark) oraz bariony ciężkie-ciężko-lekkie. ${\ Displaystyle D_ {s} ^ {*} (2317)}$ $D_{s}$ ${\ Displaystyle \ Delta M = 338}$ $B_{s}$

Zobacz też

Bibliografia

Gell-Mann, M.; Lévy, M. (1960). „Osiowy prąd wektora w zaniku beta”. Il Nuovo Cimento . 16 (4): 705–726. Kod Bibcode : 1960NCim...16..705G . doi : 10.1007/BF02859738 . S2CID 122945049 . "kopia online" (PDF) . Fizyka wysokich energii. Uniwersytet Princeton . Zarchiwizowane z oryginału (PDF) w dniu 2016-03-06.

Bernstein, J.; Gell-Mann, M.; Michel, L. (1960). „W sprawie renormalizacji osiowej stałej sprzężenia wektora w β-rozpadu”. Il Nuovo Cimento . 16 (3): 560–568.

Languages

In other projects