Baryogeneze - Baryogenesis

Ve fyzikální kosmologii je baryogeneze fyzikální proces, u kterého se předpokládá, že proběhl během raného vesmíru za vzniku baryonové asymetrie , tj. Nerovnováhy hmoty ( baryony ) a antihmoty (antibaryony) v pozorovaném vesmíru .

Jedním z vynikajících problémů moderní fyziky je převaha hmoty nad antihmotou ve vesmíru . Zdá se, že vesmír jako celek má nenulovou pozitivní hustotu baryonových čísel. Protože se v kosmologii předpokládá , že částice, které vidíme, byly vytvořeny pomocí stejné fyziky, jakou měříme dnes, normálně by se dalo očekávat, že celkové baryonové číslo by mělo být nulové, protože hmota a antihmota měly být vytvořeny ve stejném množství. K vysvětlení této nesrovnalosti je navržena řada teoretických mechanismů, jmenovitě identifikace podmínek, které podporují přerušení symetrie a vytváření normální hmoty (na rozdíl od antihmoty). Tato nerovnováha musí být výjimečně malá, řádově 1 v každém1 630 000 000 (~ 2 × 10 ⁹ ) částic malý zlomek sekundy po Velkém třesku. Poté, co byla zničena většina hmoty a antihmoty, zůstala veškerá baryonická hmota v současném vesmíru spolu s mnohem větším počtem bosonů . Experimenty hlášené v roce 2010 ve společnosti Fermilab však ukazují, že tato nerovnováha je mnohem větší, než se dříve předpokládalo. Tyto experimenty zahrnovaly sérii srážek částic a zjistily, že množství generované hmoty bylo přibližně o 1% větší než množství generované antihmoty. Důvod této nesrovnalosti zatím není znám.

Většina velkých unifikovaných teorií výslovně narušuje symetrii baryonových čísel , což by odpovídalo této nesrovnalosti, obvykle vyvolávající reakce zprostředkované velmi masivními X bosony (
X
) nebo masivní Higgsovy bosony (
H⁰
). Rychlost, s jakou k těmto událostem dochází, je do značné míry řízena hmotností meziproduktu
X
nebo
H⁰
částice, takže za předpokladu, že tyto reakce jsou zodpovědné za většinu dnes pozorovaného baryonového čísla, lze vypočítat maximální hmotnost, nad kterou by byla rychlost příliš pomalá na to, aby se dnes dala vysvětlit přítomnost hmoty. Tyto odhady předpovídají, že velký objem materiálu příležitostně vykazuje spontánní rozpad protonů , který nebyl pozorován. Nerovnováha mezi hmotou a antihmotou proto zůstává záhadou.

Teorie baryogeneze jsou založeny na různých popisech interakce mezi základními částicemi. Dvě hlavní teorie jsou elektroslabá baryogeneze ( standardní model ), ke které by došlo během elektroslabé epochy , a baryogeneze GUT , ke které by došlo během velké unifikační epochy nebo krátce po ní . K popisu takových možných mechanismů se používá kvantová teorie pole a statistická fyzika .

Po baryogenezi následuje primordiální nukleosyntéza , kdy se začala tvořit atomová jádra .

Nevyřešený problém ve fyzice :

Proč má pozorovatelný vesmír více hmoty než antihmota?

(více nevyřešených problémů ve fyzice)

Pozadí

Většina běžné hmoty ve vesmíru se nachází v atomových jádrech , která jsou tvořena neutrony a protony . Tyto nukleony jsou tvořeny menšími částicemi nazývanými kvarky a ekvivalenty antihmoty pro každý z nich jsou předpovídány existencí podle Diracovy rovnice v roce 1928. Od té doby byl každý druh antikvarku experimentálně ověřen. Hypotézy zkoumající prvních pár okamžiků vesmíru předpovídají složení s téměř stejným počtem kvarků a antikvarků. Jakmile se vesmír rozšířil a ochladil na kritickou teplotu přibližně2 × 10 ¹² K , kvarky se spojily do normální hmoty a antihmoty a pokračovaly v ničení až do malé počáteční asymetrie asi jedné části z pěti miliard, takže hmota byla kolem nás. Volné a oddělené jednotlivé kvarky a antikvarky nebyly v experimentech nikdy pozorovány - kvarky a antikvarky se vždy nacházejí ve skupinách po třech ( baryony ), nebo vázané v párech kvark -antikvark ( mezony ). Stejně tak neexistuje žádný experimentální důkaz, že by v pozorovatelném vesmíru existovaly nějaké významné koncentrace antihmoty.

Existují dvě hlavní interpretace této nesrovnalosti: buď vesmír začal s malou preferencí hmoty (celkové baryonické číslo vesmíru odlišné od nuly), nebo byl vesmír původně dokonale symetrický, ale nějakým způsobem soubor jevů přispěl k malé nerovnováze ve prospěch hmoty v průběhu času. Upřednostňuje se druhý úhel pohledu, ačkoli neexistují žádné jasné experimentální důkazy, které by naznačovaly, že jeden z nich je ten správný.

BUTogeneze GUT za Sacharovových podmínek

V roce 1967 navrhl Andrej Sacharov soubor tří nezbytných podmínek, které musí interakce generující baryon splňovat, aby produkovala hmotu a antihmotu různými rychlostmi. Tyto podmínky byly inspirovány nedávnými objevy záření kosmického pozadí a narušení CP v systému neutrálních kaonů . Tři nezbytné „Sacharovovy podmínky“ jsou:

Porušení Baryonova čísla . ${\ displaystyle B}$
Porušení symetrie C a CP-symetrie .
Interakce mimo tepelnou rovnováhu .

Porušení baryonového čísla je nezbytnou podmínkou pro produkci nadbytku baryonů nad antarybaryony. Porušení symetrie C je však také zapotřebí, aby interakce, které produkují více baryonů než anti-baryony, nebyly vyváženy interakcemi, které produkují více antarybaryonů než baryonů. Podobně je vyžadováno narušení CP-symetrie, protože jinak by byl produkován stejný počet levotočivých baryonů a pravotočivých anti-baryonů, stejně jako stejný počet levorukých anti-baryonů a pravorukých baryonů. Nakonec musí být interakce mimo tepelnou rovnováhu, protože jinak by symetrie CPT zajistila kompenzaci mezi procesy zvyšujícími a snižujícími baryonové číslo.

V současné době neexistují žádné experimentální důkazy o interakcích částic, kde je zachování baryonového čísla narušeno perturbativně : zdá se, že to naznačuje, že všechny pozorované reakce částic mají stejné baryonové číslo před a po. Matematicky je komutátor na baryonové číslo provozovatele kvantové s (poruchové) standardního modelu hamiltoniánu je nulový: . Je však známo, že standardní model porušuje zachování baryonového čísla pouze nerušivě: globální anomálii U (1). Abychom vysvětlili narušení baryonů v baryogenezi, k takovým událostem (včetně rozpadu protonů) může docházet v teoriích velké unifikace (GUT) a supersymetrických (SUSY) modelech prostřednictvím hypotetických masivních bosonů, jako je X boson . ${\ Displaystyle [B, H] = BH-HB = 0}$

Druhá podmínka-narušení CP-symetrie-byla objevena v roce 1964 (přímé narušení CP, tj. Narušení CP-symetrie v procesu rozpadu, bylo objeveno později, v roce 1999). Kvůli symetrii CPT vyžaduje narušení symetrie CP narušení symetrie časové inverze nebo T-symetrie .

Ve scénáři rozpadu mimo rovnováhu poslední podmínka uvádí, že rychlost reakce, která generuje baryonovou asymetrii, musí být menší než rychlost rozpínání vesmíru. V této situaci částice a jim odpovídající antičástice nedosahují tepelné rovnováhy v důsledku rychlé expanze snižující výskyt anihilace páru.

Baryogeneze v rámci standardního modelu

Standardní model může obsahovat baryogenesis, i když je množství čistých baryonů (a leptony) Takto vytvořený nemusí být dostatečná, aby v úvahu pro současné baryonového asymetrie. Aby bylo možné poskytnout veškerou pozorovanou hmotu ve vesmíru, je v časném vesmíru požadován jeden přebytečný kvark na miliardu párů kvarku a antikvarku. Tato nedostatečnost ještě nebyla vysvětlena, teoreticky ani jinak.

Baryogenesis rámci standardní model vyžaduje electroweak porušení symetrie být prvního řádu fázový přechod , protože jinak sphalerons setřít každém baryonového asymetrie, která se stalo až do fázového přechodu. Kromě toho je zbývající množství baryonových nekonzervativních interakcí zanedbatelné.

Stěna domény fázového přechodu spontánně rozbije P-symetrii , což umožňuje interakcím narušujícím CP-symetrii přerušit C-symetrii na obou jejích stranách. Kvarky mají tendenci se hromadit na straně rozbité fáze domény domény, zatímco anti-kvarky mají tendenci se hromadit na straně nepřerušené fáze. Kvůli CP-symetrii narušující elektroslabé interakce se některé amplitudy zahrnující kvarky nerovná odpovídajícím amplitudám zahrnujícím antikvarky, ale mají spíše opačnou fázi (viz CKM matice a Kaon ); vzhledem k tomu, že časový obrat vyžaduje ke svému komplexnímu konjugátu amplitudu, je symetrie CPT v celém tomto procesu zachována.

Ačkoli některé jejich amplitudy mají opačné fáze, jak kvarky, tak antikvarky mají pozitivní energii, a proto získávají stejnou fázi, jak se pohybují v časoprostoru. Tato fáze také závisí na jejich hmotnosti, která je identická, ale závisí jak na chuti, tak na Higgsově VEV, který se mění podél stěny domény. Takže určité součty amplitud pro kvarky mají různé absolutní hodnoty ve srovnání s antikvarky. Celkově mohou mít kvarky a anti-kvarky různou pravděpodobnost odrazu a přenosu skrz zeď domény a ukazuje se, že ve srovnání s antikvarky je přenášeno více kvarků pocházejících z nepřerušené fáze.

Prostřednictvím zdi domény tedy existuje čistý baryonický tok. V důsledku přechodů sfaleronu, které jsou v nepřerušené fázi hojné, je čistý antibaryonický obsah neporušené fáze setřen, protože jsou antibaryony transformovány na leptony. Shalerony jsou však v zlomené fázi natolik vzácné, že by tam přebytečné baryony nezotřely. Celkově dochází k čisté tvorbě baryonů (stejně jako leptonů).

V tomto scénáři jsou za porušení B zodpovědné neperturbativní elektroslabé interakce (tj. Sphaleron), za porušení CP je odpovědný perturbační elektroslabý Lagrangian a za nedostatek tepelné rovnováhy a P- porušení; spolu s narušením CP také vytváří porušení C na každé ze svých stran.

Hmotný obsah ve vesmíru

Ústřední otázkou baryogeneze je to, co ve vesmíru dává přednost hmotě před antihmotou, a také velikost této asymetrie. Důležitým kvantifikátorem je parametr asymetrie daný

{\ displaystyle \ eta = {\ frac {n_ {B} -n _ {\ bar {B}}} {n _ {\ gamma}}}}

kde $n B$ a $n B$ odkazují na hustotu počtu baryonů a antibaryonů a $n γ$ je počet hustoty fotonů záření kosmického pozadí .

Podle modelu Velkého třesku se hmota oddělila od záření kosmického pozadí (CBR) při teplotě zhruba3000 kelvinů , což odpovídá průměrné kinetické energii3000 K / (10,08 × 10 ³ K/eV ) =0,3 eV . Po odpojení zůstává celkový počet fotonů CBR konstantní. V důsledku časoprostorové expanze proto hustota fotonů klesá. Hustota fotonu při rovnovážné teplotě $T$ na centimetr krychlový je dána vztahem

{\ Displaystyle n _ {\ gamma} = {\ frac {1} {\ pi ^{2}}} {\ left ({\ frac {k_ {B} T} {\ hbar c}} \ right)} ^{ 3} \ int _ {0}^{\ infty} {\ frac {x^{2}} {e^{x} -1}} \ operatorname {d} x = {\ frac {2 \ zeta (3) } {\ pi ^{2}}} {\ left ({\ frac {k_ {B} T} {\ hbar c}} \ right)} ^{3} \ cca 20,3 \ left ({\ frac {T} {1 {\ text {K}}}} \ right)^{3} {\ text {cm}}^{-3}}

,

s $k B$ jako Boltzmannova konstanta , $ħ$ jako Planckova konstanta děleno 2 $π$ a $c$ jako rychlost světla ve vakuu a $ζ$ (3) jako Apéryho konstanta . Při aktuální teplotě fotonu CBR2,725 K , což odpovídá hustotě fotonů $n γ$ kolem 411 fotonů CBR na centimetr krychlový.

Parametr asymetrie $η$ , jak je definován výše, proto není „nejlepším“ parametrem. Místo toho preferovaný parametr asymetrie používá hustotu entropie $s$ ,

{\ displaystyle \ eta _ {s} = {\ frac {n_ {B} -n _ {\ bar {B}}} {s}}}

protože hustota entropie vesmíru zůstala po většinu jeho vývoje přiměřeně konstantní. Hustota entropie je

{\ Displaystyle s \ {\ stackrel {\ mathrm {def}} {=}} \ {\ frac {\ mathrm {entropy}} {\ mathrm {volume}}} = {\ frac {p+\ rho} {T} } = {\ frac {2 \ pi ^{2}} {45}} g _ {\ text {⁎}} (T) T ^{3}}

s $p$ a $ρ$ jako tlak a hustota z tenzoru hustoty energie $T μν$ a $g ⁎$ jako efektivní počet stupňů volnosti pro „bezhmotné“ částice při teplotě $T$ (pokud platí $mc$ ² ≪ $k B T$ ),

{\ Displaystyle g _ {\ text {⁎}} (T) = \ sum _ {\ mathrm {i = bosons}} g_ {i} {\ left ({\ frac {T_ {i}} {T}} \ right )}^{3}+{\ frac {7} {8}} \ sum _ {\ mathrm {j = fermions}} g_ {j} {\ left ({\ frac {T_ {j}} {T}} \ right)}^{3}}

,

pro bosony a fermióny s $g i$ a $g j$ stupni volnosti při teplotách $T i$ respektive $T j$ . V současné době $s$ =7,04 $n γ$ .

Průběžné výzkumné úsilí

Vazby na temnou hmotu

Možným vysvětlením příčiny baryogeneze je rozpadová reakce B-mezogeneze. Tento jev naznačuje, že v raném vesmíru se částice, jako je B-mezon, rozpadají na viditelný baryon standardního modelu a také tmavý antibaryon, který je pro současné pozorovací techniky neviditelný. Proces začíná převzetím masivní skalární částice s dlouhou životností, která existuje v raném vesmíru před nukleosyntézou velkého třesku. Přesné chování je zatím neznámé, ale předpokládá se, že se rozpadne na b kvarky a antikvarky v podmínkách mimo tepelnou rovnováhu, čímž je splněna jedna Sacharovova podmínka. Tyto b kvarky se formují do B-mezonů, které okamžitě hadronizují do oscilujících stavů narušujících CP , čímž splňují další Sacharovovu podmínku. Tyto oscilační mezony se pak rozpadají dolů do výše zmíněného dvojice baryon-tmavý antibaryon , kde je mateřský B-mezon, je tmavý antibaryon, je viditelný baryon a jsou to další dcery mezonů, které jsou nutné ke splnění dalších zákonů zachování v této oblasti. rozpad částic. Pokud k tomuto procesu dojde dostatečně rychle, efekt narušení CP se přenese do sektoru temné hmoty. To však odporuje (nebo alespoň zpochybňuje) poslední Sacharovovu podmínku, protože očekávaná preference hmoty ve viditelném vesmíru je vyvážena novou preferencí antihmoty v temné hmotě vesmíru a celkové baryonové číslo je zachováno. ${\ displaystyle \ Phi}$ ${\ displaystyle \ Phi}$ ${\ displaystyle B_ {s}^{0}-{\ bar {B}} _ {s}^{0}}$ ${\ Displaystyle B \ rightarrow \ psi {\ mathcal {B}} {\ mathcal {M}}}$ ${\ displaystyle B}$ ${\ Displaystyle \ psi}$ ${\ displaystyle {\ mathcal {B}}}$ ${\ displaystyle {\ mathcal {M}}}$

Výsledkem B-mezogeneze je chybějící energie mezi počátečním a konečným stavem procesu rozpadu, který, pokud je zaznamenán, by mohl poskytnout experimentální důkaz pro temnou hmotu. Laboratoře částic vybavené továrnami B-mezonů, jako jsou Belle a BaBar, jsou extrémně citlivé na rozpad B-mezonu zahrnující chybějící energii a v současné době mají schopnost detekovat kanál. LHC je také schopen vyhledávání pro tuto interakci, protože produkuje několik řádů B mesons než Belle nebo BaBar, ale jsou zde další problémy z snížená kontrolu nad B-meson počáteční energie v urychlovači. ${\ Displaystyle B \ rightarrow \ psi {\ mathcal {B}} {\ mathcal {M}}}$

Viz také

Reference

Články

Učebnice

EW Kolb & MS Turner (1994). Raný vesmír . Publikace Perseus . ISBN 978-0-201-62674-2.

Předtisky

AD Dolgov (1997). „Baryogeneze, 30 let poté“. Průzkumy ve fyzice vysokých energií . 13 (1–3): 83–117. arXiv : hep-ph/9707419 . Bibcode : 1998SHEP ... 13 ... 83D . doi : 10,1080/01422419808240874 . S2CID 119499400 .
A. Riotto (1998). „Teorie baryogeneze“. Fyzika a kosmologie vysokých energií : 326. arXiv : hep-ph/9807454 . Bibcode : 1999hepc.conf..326R .
M. Trodden (1999). „Elektroslabá baryogeneze“. Recenze moderní fyziky . 71 (5): 1463–1500. arXiv : hep-ph/9803479 . Bibcode : 1999RvMP ... 71.1463T . doi : 10,1103/RevModPhys.71.1463 . S2CID 17275359 .

Languages

In other projects