Paridad (física)

Simetría de sistemas físicos bajo reflejos de espejo.

En mecánica cuántica , una transformación de paridad (también llamada inversión de paridad ) es el cambio en el signo de una coordenada espacial . En tres dimensiones, también puede referirse al giro simultáneo en el signo de las tres coordenadas espaciales (un punto de reflexión ):

${\displaystyle \mathbf {P} :{\begin{pmatrix}x\\y\\z\end{pmatrix}}\mapsto {\begin{pmatrix}-x\\-y\\-z\end{pmatrix}}.}$

También se puede considerar como una prueba de quiralidad de un fenómeno físico, en el sentido de que una inversión de paridad transforma un fenómeno en su imagen especular. Todas las interacciones fundamentales de partículas elementales , con la excepción de la interacción débil , son simétricas bajo paridad. La interacción débil es quiral y, por lo tanto, proporciona un medio para probar la quiralidad en física. En interacciones que son simétricas bajo paridad, como el electromagnetismo en física atómica y molecular, la paridad sirve como un poderoso principio de control subyacente a las transiciones cuánticas.

Una representación matricial de P (en cualquier número de dimensiones) tiene un determinante igual a -1 y, por lo tanto, es distinta de una rotación , que tiene un determinante igual a 1. En un plano bidimensional, un cambio simultáneo de todas las coordenadas en signo no es una transformación de paridad; es lo mismo que una rotación de 180 ° .

En la mecánica cuántica , las funciones de onda que no se modifican por una transformación de paridad se describen como funciones pares , mientras que las que cambian de signo bajo una transformación de paridad son funciones impares.

Relaciones de simetría simple

Bajo rotaciones , los objetos geométricos clásicos se pueden clasificar en escalares , vectores y tensores de rango superior. En la física clásica , las configuraciones físicas deben transformarse bajo representaciones de cada grupo de simetría.

La teoría cuántica predice que los estados en un espacio de Hilbert no necesitan transformarse bajo representaciones del grupo de rotaciones, sino solo bajo representaciones proyectivas . La palabra proyectiva se refiere al hecho de que si uno proyecta la fase de cada estado, donde recordamos que la fase general de un estado cuántico no es observable, entonces una representación proyectiva se reduce a una representación ordinaria. Todas las representaciones son también representaciones proyectivas, pero lo contrario no es cierto, por lo tanto, la condición de representación proyectiva en los estados cuánticos es más débil que la condición de representación en los estados clásicos.

Las representaciones proyectivas de cualquier grupo son isomórficas a las representaciones ordinarias de una extensión central del grupo. Por ejemplo, las representaciones proyectivas del grupo de rotación tridimensional, que es el grupo ortogonal especial SO (3), son representaciones ordinarias del grupo unitario especial SU (2) (ver Teoría de representación de SU (2) ). Las representaciones proyectivas del grupo de rotación que no son representaciones se denominan espinores, por lo que los estados cuánticos pueden transformarse no solo como tensores sino también como espinores.

Si se agrega a esto una clasificación por paridad, estas pueden extenderse, por ejemplo, a nociones de

• escalares ( P = +1 ) y pseudoescalares ( P = −1 ) que son invariantes en rotación.
• vectores ( P = −1 ) y vectores axiales (también llamados pseudovectores ) ( P = +1 ) que se transforman como vectores en rotación.

Se pueden definir reflejos como

${\displaystyle V_{x}:{\begin{pmatrix}x\\y\\z\end{pmatrix}}\mapsto {\begin{pmatrix}-x\\y\\z\end{pmatrix}},}$

que también tienen determinante negativo y forman una transformación de paridad válida. Luego, combinándolos con rotaciones (o realizando sucesivamente las reflexiones x , y y z ), se puede recuperar la transformación de paridad particular definida anteriormente. Sin embargo, la primera transformación de paridad dada no funciona en un número par de dimensiones porque da como resultado un determinante positivo. En dimensiones pares, solo se puede utilizar el último ejemplo de una transformación de paridad (o cualquier reflejo de un número impar de coordenadas).

La paridad forma el grupo abeliano debido a la relación . Todos los grupos abelianos tienen solo representaciones irreductibles unidimensionales . Para , hay dos representaciones irreducibles: una es incluso bajo paridad, y el otro es impar, . Estos son útiles en mecánica cuántica . Sin embargo, como se explica a continuación, en la mecánica cuántica los estados no necesitan transformarse bajo representaciones reales de paridad, sino sólo bajo representaciones proyectivas y, por lo tanto, en principio, una transformación de paridad puede rotar un estado en cualquier fase .${\displaystyle \mathbb {Z} _{2}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}^{2}={\hat {1}}}$${\displaystyle \mathbb {Z} _{2}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}\phi =+\phi }$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}\phi =-\phi }$

Mecanica clasica

La ecuación de movimiento de Newton (si la masa es constante) iguala dos vectores y, por lo tanto, es invariante bajo paridad. La ley de la gravedad también involucra solo vectores y, por lo tanto, también es invariante bajo paridad.${\displaystyle \mathbf {F} =m\mathbf {a} }$

Sin embargo, el momento angular es un vector axial ,${\displaystyle \mathbf {L} }$

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {L} &=\mathbf {r} \times \mathbf {p} \\{\hat {P}}\left(\mathbf {L} \right)&=(-\mathbf {r} )\times (-\mathbf {p} )=\mathbf {L} .\end{aligned}}}$

En la electrodinámica clásica , la densidad de carga es un escalar, el campo eléctrico y la corriente son vectores, pero el campo magnético es un vector axial. Sin embargo, las ecuaciones de Maxwell son invariantes bajo paridad porque la curva de un vector axial es un vector.${\displaystyle \rho }$${\displaystyle \mathbf {E} }$${\displaystyle \mathbf {j} }$${\displaystyle \mathbf {B} }$

Efecto de la inversión espacial sobre algunas variables de la física clásica

Incluso

Las variables clásicas, predominantemente cantidades escalares, que no cambian con la inversión espacial incluyen:

• ${\displaystyle t}$, el momento en que ocurre un evento
• ${\displaystyle m}$, la masa de una partícula
• ${\displaystyle E}$, la energía de la partícula
• ${\displaystyle P}$, potencia (tasa de trabajo realizado)
• ${\displaystyle \rho }$, la densidad de carga eléctrica
• ${\displaystyle V}$, el potencial eléctrico ( voltaje )
• ${\displaystyle \rho }$, densidad de energía del campo electromagnético
• ${\displaystyle \mathbf {L} }$, el momento angular de una partícula (tanto orbital como de espín ) (vector axial)
• ${\displaystyle \mathbf {B} }$, el campo magnético (vector axial)
• ${\displaystyle \mathbf {H} }$, el campo magnético auxiliar
• ${\displaystyle \mathbf {M} }$, la magnetización
• ${\displaystyle T_{ij}}$, Tensor de tensión de Maxwell .
• Todas las masas, cargas, constantes de acoplamiento y otras constantes físicas, excepto las asociadas con la fuerza débil.

Impar

Las variables clásicas, predominantemente cantidades vectoriales, cuyo signo se invierte por inversión espacial incluyen:

• ${\displaystyle h}$, la helicidad
• ${\displaystyle \Phi }$, el flujo magnético
• ${\displaystyle \mathbf {x} }$, la posición de una partícula en tres espacios
• ${\displaystyle \mathbf {v} }$, la velocidad de una partícula
• ${\displaystyle \mathbf {a} }$, la aceleración de la partícula
• ${\displaystyle \mathbf {p} }$, el momento lineal de una partícula
• ${\displaystyle \mathbf {F} }$, la fuerza ejercida sobre una partícula
• ${\displaystyle \mathbf {J} }$, la densidad de corriente eléctrica
• ${\displaystyle \mathbf {E} }$, el campo eléctrico
• ${\displaystyle \mathbf {D} }$, el campo de desplazamiento eléctrico
• ${\displaystyle \mathbf {P} }$, la polarización eléctrica
• ${\displaystyle \mathbf {A} }$, el potencial del vector electromagnético
• ${\displaystyle \mathbf {S} }$, Vector de Poynting .

Mecánica cuántica

Posibles valores propios

Las representaciones bidimensionales de la paridad vienen dadas por un par de estados cuánticos que se encuentran entre sí bajo paridad. Sin embargo, esta representación siempre se puede reducir a combinaciones lineales de estados, cada uno de los cuales es par o impar bajo paridad. Se dice que todas las representaciones irreductibles de paridad son unidimensionales.

En la mecánica cuántica , las transformaciones del espacio-tiempo actúan sobre los estados cuánticos . La transformación de paridad, , es un operador unitario , en actuación general sobre un estado como sigue: .${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}}$${\displaystyle \psi }$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}\,\psi {\left(r\right)}=e^{\frac {i\phi }{2}}\psi {\left(-r\right)}}$

Entonces , debe haberlo hecho , ya que una fase general es inobservable. El operador , que invierte la paridad de un estado dos veces, deja invariante el espacio-tiempo, y así es una simetría interna que rota sus autoestados por fases . Si es un elemento de un grupo continuo de simetría U (1) de rotaciones de fase, entonces es parte de este U (1) y también lo es una simetría. En particular, podemos definir , que también es una simetría, por lo que podemos elegir llamar a nuestro operador de paridad, en lugar de . Tenga en cuenta que y también tiene valores propios . Las funciones de onda con valor propio +1 bajo una transformación de paridad son funciones pares , mientras que el valor propio -1 corresponde a funciones impares. ^[1]${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}^{2}\,\psi {\left(r\right)}=e^{i\phi }\psi {\left(r\right)}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}^{2}}$${\displaystyle e^{i\phi }}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}^{2}}$${\displaystyle e^{iQ}}$${\displaystyle e^{-iQ}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}'\equiv {\hat {\mathcal {P}}}\,e^{-{iQ}/{2}}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}'}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}}$${\displaystyle {{\hat {\mathcal {P}}}'}^{2}=1}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}'}$${\displaystyle \pm 1}$Sin embargo, cuando no existe tal grupo de simetría, es posible que todas las transformaciones de paridad tengan algunos valores propios que son fases distintas de .${\displaystyle \pm 1}$

Para las funciones de onda electrónicas, los estados pares generalmente se indican con un subíndice g para gerade (alemán: par) y los estados impares con un subíndice u para ungerade (alemán: impar). Por ejemplo, el nivel de energía más bajo del ion de la molécula de hidrógeno (H ₂ ⁺ ) está etiquetado y el nivel de energía más cercano (más alto) está etiquetado . ^[2]${\displaystyle 1\sigma _{g}}$${\displaystyle 1\sigma _{u}}$

Las funciones de onda de una partícula que se mueve hacia un potencial externo, que es centrosimétrico (energía potencial invariante con respecto a una inversión espacial, simétrica al origen), permanecen invariables o cambian de signo: estos dos estados posibles se denominan estado par o impar. estado de las funciones de onda. ^[3]

La ley de conservación de la paridad de partícula (no es cierto para la desintegración beta de los núcleos ^[4] ) establece que, si un conjunto aislado de partículas tiene una paridad definida, entonces la paridad permanece invariable en el proceso de evolución del conjunto.

La paridad de los estados de una partícula que se mueve en un campo externo esféricamente simétrico está determinada por el momento angular , y el estado de la partícula está definido por tres números cuánticos: energía total, momento angular y la proyección del momento angular. ^[3]

Consecuencias de la simetría de paridad

Cuando la paridad genera el grupo abeliano ℤ ₂ , siempre se pueden tomar combinaciones lineales de estados cuánticos de modo que sean pares o impares bajo paridad (ver figura). Por tanto, la paridad de tales estados es ± 1. La paridad de un estado de múltiples partículas es el producto de las paridades de cada estado; en otras palabras, la paridad es un número cuántico multiplicativo.

En mecánica cuántica, los hamiltonianos son invariantes (simétricos) bajo una transformación de paridad si conmuta con el hamiltoniano. En la mecánica cuántica no relativista , esto sucede para cualquier potencial escalar, es decir , por lo tanto, el potencial es esféricamente simétrico. Los siguientes hechos se pueden probar fácilmente:${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}}$ ${\displaystyle V=V{\left(r\right)}}$

• Si y tienen la misma paridad, entonces ¿ dónde está el operador de posición ?${\displaystyle \left|\varphi \right\rangle }$${\displaystyle \left|\psi \right\rangle }$${\displaystyle \left\langle \varphi \left|{\hat {X}}\right|\psi \right\rangle =0}$${\displaystyle {\hat {X}}}$
• Para un estado de momento angular orbital con proyección del eje z , entonces .${\displaystyle \left|{\vec {L}},L_{z}\right\rangle }$${\displaystyle {\vec {L}}}$${\displaystyle L_{z}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}\left|{\vec {L}},L_{z}\right\rangle =\left(-1\right)^{L}\left|{\vec {L}},L_{z}\right\rangle }$
• Si , entonces las transiciones de dipolos atómicos solo ocurren entre estados de paridad opuesta. ^[5]${\displaystyle \left[{\hat {H}},{\hat {P}}\right]=0}$
• Si , entonces un autoestado no degenerado de es también un autoestado del operador de paridad; es decir, una función propia no degenerada de es invariante o cambia de signo por .${\displaystyle \left[{\hat {H}},{\hat {P}}\right]=0}$${\displaystyle {\hat {H}}}$${\displaystyle {\hat {H}}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}}$

Algunas de las funciones propias no degeneradas de no se ven afectadas (invariantes) por la paridad y las otras simplemente se invierten en signo cuando el operador hamiltoniano y el operador de paridad conmutan :${\displaystyle {\hat {H}}}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}}$

${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}\left|\psi \right\rangle =c\left|\psi \right\rangle ,}$

donde es una constante, el valor propio de ,${\displaystyle c}$${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}}$

${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}^{2}\left|\psi \right\rangle =c\,{\hat {\mathcal {P}}}\left|\psi \right\rangle .}$

Sistemas de muchas partículas: átomos, moléculas, núcleos.

La paridad general de un sistema de muchas partículas es el producto de las paridades de los estados de una partícula. Es -1 si un número impar de partículas están en estados de paridad impar y +1 en caso contrario. Se utilizan diferentes notaciones para denotar la paridad de núcleos, átomos y moléculas.

Átomos

Los orbitales atómicos tienen paridad (−1) ^ℓ , donde el exponente ℓ es el número cuántico azimutal . La paridad es impar para los orbitales p, f,… con ℓ = 1, 3,…, y un estado atómico tiene paridad impar si un número impar de electrones ocupan estos orbitales. Por ejemplo, el estado fundamental del átomo de nitrógeno tiene la configuración electrónica 1s ² 2s ² 2p ³ , y se identifica con el símbolo del término ⁴ S ^o , donde el superíndice o denota paridad impar. Sin embargo, el tercer término excitado a aproximadamente 83,300 cm ^{−1 por} encima del estado fundamental tiene una configuración electrónica 1s ² 2s ² 2p ²3s tiene paridad par ya que solo hay dos electrones 2p, y su símbolo de término es ⁴ P (sin un superíndice o). ^[6]

Moléculas

El hamiltoniano electromagnético completo (rotacional-vibracional-electrónico-nuclear) de cualquier molécula conmuta con (o es invariante a) la operación de paridad P (o E *, en la notación introducida por Longuet-Higgins ^[7] ) y sus valores propios pueden recibir la etiqueta de simetría de paridad + o - ya que son pares o impares, respectivamente. La operación de paridad implica la inversión de coordenadas espaciales electrónicas y nucleares en el centro de masa molecular.

Las moléculas centrosimétricas en equilibrio tienen un centro de simetría en su punto medio (el centro de masa nuclear). Esto incluye todas las moléculas diatómicas homonucleares , así como ciertas moléculas simétricas como etileno , benceno , tetrafluoruro de xenón y hexafluoruro de azufre . Para las moléculas centrosimétricas, el grupo de puntos contiene la operación i que no debe confundirse con la operación de paridad. La operación i implica la inversión de las coordenadas de desplazamiento electrónico y vibratorio en el centro de masa nuclear. Para moléculas centrosimétricas la operación iconmuta con el hamiltoniano rovibronic (rotación-vibración-electrónica) y se puede utilizar para etiquetar dichos estados. Los estados electrónicos y vibracionales de las moléculas centrosimétricas no cambian con la operación i , o su signo se cambia por i . Los primeros se indican con el subíndice gy se denominan gerade, mientras que los segundos se indican con el subíndice u y se denominan ungerade. ^[8] El hamiltoniano completo de una molécula centrosimétrica no conmuta con la operación de inversión de grupo de puntos i debido al efecto del hamiltoniano hiperfino nuclear. El hamiltoniano hiperfino nuclear puede mezclar los niveles rotacionales de gy u estados vibrónicas (llamado orto - para mezclar) y dan lugar a orto - párr transiciones ^{[9] [10]}

Núcleos

En los núcleos atómicos, el estado de cada nucleón (protón o neutrón) tiene paridad par o impar, y las configuraciones de los nucleones se pueden predecir utilizando el modelo de capa nuclear . En cuanto a los electrones en los átomos, el estado del nucleón tiene una paridad general impar si y solo si el número de nucleones en los estados de paridad impar es impar. La paridad generalmente se escribe como + (par) o - (impar) después del valor de espín nuclear. Por ejemplo, los isótopos de oxígeno incluyen ¹⁷ O (5/2 +), lo que significa que el giro es 5/2 y la paridad es par. El modelo de capa explica esto porque los primeros 16 nucleones están emparejados de modo que cada par tiene espín cero e incluso paridad, y el último nucleón está en la capa 1d _5/2 , que tiene paridad par ya que ℓ = 2 para ad orbital. ^[11]

Teoría cuántica de campos

Las asignaciones de paridad intrínseca en esta sección son válidas para la mecánica cuántica relativista así como para la teoría cuántica de campos.

Si podemos demostrar que el estado de vacío es invariante bajo paridad, el hamiltoniano es invariante de paridad y las condiciones de cuantificación permanecen sin cambios bajo paridad, entonces se deduce que cada estado tiene una buena paridad y esta paridad se conserva en cualquier reacción.${\displaystyle {\hat {\mathcal {P}}}\left|0\right\rangle =\left|0\right\rangle }$${\displaystyle \left[{\hat {H}},{\hat {\mathcal {P}}}\right]}$

Para demostrar que la electrodinámica cuántica es invariante bajo paridad, tenemos que demostrar que la acción es invariante y que la cuantificación también es invariante. Para simplificar, asumiremos que se utiliza la cuantificación canónica ; el estado de vacío es entonces invariante bajo paridad por construcción. La invariancia de la acción se deriva de la invariancia clásica de las ecuaciones de Maxwell. La invariancia del procedimiento de cuantificación canónica se puede resolver, y resulta que depende de la transformación del operador de aniquilación ^{[ cita requerida ]} :

Pa ( p , ±) P ⁺  = - a (- p , ±)

donde p denota el momento de un fotón y ± se refiere a su estado de polarización. Esto es equivalente a la afirmación de que el fotón tiene una paridad intrínseca impar . De manera similar, se puede demostrar que todos los bosones vectoriales tienen una paridad intrínseca impar y que todos los vectores axiales tienen una paridad intrínseca par.

Una extensión sencilla de estos argumentos a las teorías de campo escalar muestra que los escalares tienen paridad par, ya que

Pa ( p ) P ⁺  =  a (- p ).

Esto es cierto incluso para un campo escalar complejo. (Los detalles de los espinores se tratan en el artículo sobre la ecuación de Dirac , donde se muestra que los fermiones y antifermiones tienen paridad intrínseca opuesta ) .

Con los fermiones , existe una ligera complicación porque hay más de un grupo de espín .

Paridad en el modelo estándar

Arreglando las simetrías globales

Ver también: (−1) F

En el modelo estándar de las interacciones fundamentales que hay exactamente tres mundiales interna U (1) grupos de simetría disponibles, con cargas iguales a la barión serie B , el leptón serie L y la carga eléctrica Q . El producto del operador de paridad con cualquier combinación de estas rotaciones es otro operador de paridad. Es convencional elegir una combinación específica de estas rotaciones para definir un operador de paridad estándar, y otros operadores de paridad están relacionados con el estándar mediante rotaciones internas. Una forma de fijar un operador de paridad estándar es asignar las paridades de tres partículas con cargas linealmente independientes B, L y Q . En general, se asigna +1 a la paridad de las partículas masivas más comunes, el protón , el neutrón y el electrón .

Steven Weinberg ha demostrado que si P ² = (−1) ^F , donde F es el operador del número de fermiones , entonces, dado que el número de fermiones es la suma del número de leptones más el número de bariones, F = B + L , para todas las partículas en el Modelo Estándar y dado que el número de leptones y el número de bariones son cargas Q de simetrías continuas e ^iQ , es posible redefinir el operador de paridad para que P ² = 1 . Sin embargo, si existen neutrinos de Majorana , que los experimentales hoy en día creen que es posible, su número de fermiones es igual a uno porque son neutrinos, mientras que sus números de bariones y leptones son cero porque son Majorana, por lo que (-1) ^F no estaría incrustado en un grupo de simetría continuo. Así, los neutrinos de Majorana tendrían paridad ± i .

Paridad del pion

En 1954, un artículo de William Chinowsky y Jack Steinberger demostró que el pión tiene paridad negativa. ^[12] Estudiaron la desintegración de un "átomo" hecho de un deuterón (2 1H+) y un pión cargado negativamente (
π^-
) en un estado con momento angular orbital cero en dos neutrones ( ).${\displaystyle L=0}$${\displaystyle n}$

Los neutrones son fermiones y, por tanto, obedecen a las estadísticas de Fermi-Dirac , lo que implica que el estado final es antisimétrico. Usando el hecho de que el deuterón tiene un giro uno y el giro del pión cero junto con la antisimetría del estado final, concluyeron que los dos neutrones deben tener un momento angular orbital . La paridad total es el producto de las paridades intrínsecas de las partículas y la paridad extrínseca de la función armónica esférica.${\displaystyle L=1}$${\displaystyle \left(-1\right)^{L}}$. Dado que el momento orbital cambia de cero a uno en este proceso, si el proceso va a conservar la paridad total, los productos de las paridades intrínsecas de las partículas inicial y final deben tener signo opuesto. Un núcleo de deuterón está hecho de un protón y un neutrón, por lo que, utilizando la convención antes mencionada de que los protones y los neutrones tienen paridades intrínsecas iguales a , argumentaron que la paridad del pión es igual a menos el producto de las paridades de los dos neutrones divididos por el del protón y el neutrón en el deuterón, explícitamente . Por tanto, llegaron a la conclusión de que el pión es una partícula pseudoescalar .${\displaystyle +1}$${\textstyle {\frac {(-1)(1)^{2}}{(1)^{2}}}=-1}$

Violación de paridad

Ver también: experimento de Wu

Arriba: Simetría P: un reloj construido como su imagen reflejada se comporta como la imagen reflejada del reloj original.
Abajo: P-asimetría: un reloj construido como su imagen reflejada no se comporta como la imagen reflejada del reloj original.

Aunque la paridad se conserva en el electromagnetismo , las interacciones fuertes y la gravedad , se viola en las interacciones débiles . El modelo estándar incorpora la violación de paridad al expresar la interacción débil como una interacción de calibre quiral . Solo los componentes zurdos de las partículas y los componentes diestros de las antipartículas participan en interacciones débiles cargadas en el modelo estándar . Esto implica que la paridad no es una simetría de nuestro universo, a menos que exista un sector espejo oculto en el que la paridad se viola de manera opuesta.

A mediados del siglo XX, varios científicos habían sugerido que la paridad podría no conservarse (en diferentes contextos), pero sin pruebas sólidas, estas sugerencias no se consideraron importantes. Luego, en 1956, una revisión y un análisis cuidadosos de los físicos teóricos Tsung-Dao Lee y Chen-Ning Yang ^[13] fueron más allá, mostrando que si bien la conservación de la paridad había sido verificada en desintegraciones por interacciones fuertes o electromagnéticas , no fue probada en el interacción débil . Propusieron varias posibles pruebas experimentales directas. En su mayoría fueron ignorados, ^{[ cita requerida ]} pero Lee pudo convencer a su colega de ColumbiaChien-Shiung Wu para probarlo. ^{[ cita requerida ]} Ella necesitaba instalaciones criogénicas especiales y experiencia, por lo que el experimento se realizó en la Oficina Nacional de Estándares .

En 1957, Wu, E. Ambler , RW Hayward, DD Hoppes y RP Hudson encontraron una clara violación de la conservación de la paridad en la desintegración beta del cobalto-60 . ^[14] A medida que el experimento estaba terminando, con una doble verificación en progreso, Wu informó a Lee y Yang de sus resultados positivos, y diciendo que los resultados necesitaban un examen más detenido, les pidió que no publicaran los resultados primero. Sin embargo, Lee reveló los resultados a sus colegas de Columbia el 4 de enero de 1957 en una reunión del "Almuerzo del viernes" del Departamento de Física de Columbia. Tres de ellos, RL Garwin , Leon Lederman y R. Weinrich modificaron un experimento de ciclotrón existente e inmediatamente verificaron la violación de paridad. ^[15] Retrasaron la publicación de sus resultados hasta que el grupo de Wu estuviera listo, y los dos artículos aparecieron uno tras otro en la misma revista de física.

Después del hecho, se observó que un oscuro experimento de 1928, realizado por RT Cox , GC McIlwraith y B. Kurrelmeyer, había informado de hecho una violación de la paridad en las desintegraciones débiles , pero dado que aún no se habían desarrollado los conceptos apropiados, esos resultados se habían cumplido. sin impacto. ^[16] El descubrimiento de la violación de la paridad explicó inmediatamente el sobresaliente acertijo τ – θ en la física de los kaones .

En 2010, se informó que los físicos que trabajaban con el colisionador de iones pesados ​​relativista (RHIC) habían creado una burbuja de corta duración que rompía la simetría de paridad en los plasmas de quarks-gluones . Un experimento realizado por varios físicos, incluido Jack Sandweiss de Yale, como parte de la colaboración STAR, sugirió que la paridad también puede violarse en la interacción fuerte. ^[17] Se predice que esta violación de la paridad local, que sería análoga al efecto inducido por la fluctuación del campo de axiones, se manifestará por efecto magnético quiral . ^{[18] [19]}

Paridad intrínseca de los hadrones

A cada partícula se le puede asignar una paridad intrínseca siempre que la naturaleza conserve la paridad. Aunque las interacciones débiles no lo hacen, aún se puede asignar una paridad a cualquier hadrón examinando la reacción de interacción fuerte que la produce, o mediante desintegraciones que no involucran la interacción débil , como la desintegración del mesón rho en piones .

Ver también

• Simetría molecular
• Teoría electrodébil
• Modelo estandar
• Violación de CP
• Materia del espejo
• Simetría en T
• Simetría C

Referencias

General

• Perkins, Donald H. (2000). Introducción a la Física de Altas Energías . ISBN 9780521621960.
• Sozzi, MS (2008). Simetrías discretas y violación de CP . Prensa de la Universidad de Oxford . ISBN 978-0-19-929666-8.
• Bigi, II; Sanda, AI (2000). Violación CP . Monografías de Cambridge sobre física de partículas, física nuclear y cosmología. Prensa de la Universidad de Cambridge . ISBN 0-521-44349-0.
• Weinberg, S. (1995). La teoría cuántica de los campos . Prensa de la Universidad de Cambridge . ISBN 0-521-67053-5.

Específico

1. Levine, Ira N. (1991). Química cuántica (4ª ed.). Prentice Hall. pag. 163. ISBN 0-205-12770-3.
2. Levine, Ira N. (1991). Química cuántica (4ª ed.). Prentice Hall. pag. 355. ISBN 0-205-12770-3.
3. Andrew, AV (2006). "2. Ecuación de Schrödinger ". Espectroscopía atómica. Introducción de la teoría a la estructura hiperfina . pag. 274. ISBN 978-0-387-25573-6.
4. Mladen Georgiev (20 de noviembre de 2008). "No conservación de la paridad en la desintegración β de los núcleos: revisando el experimento y la teoría cincuenta años después. IV. Modelos de ruptura de la paridad". pag. 26. arXiv : 0811.3403 [ physics.hist-ph ].
5. Bransden, BH; Joachain, CJ (2003). Física de átomos y moléculas (2ª ed.). Prentice Hall . pag. 204. ISBN 978-0-582-35692-4.
6. Base de datos del espectro atómico del NIST Para leer los niveles de energía de los átomos de nitrógeno, escriba "N I" en el cuadro Espectro y haga clic en Recuperar datos.
7. Longuet-Higgins, HC (1963). "Los grupos de simetría de moléculas no rígidas" . Física molecular . 6 (5): 445–460. Código Bibliográfico : 1963MolPh ... 6..445L . doi : 10.1080 / 00268976300100501 .
8. PR Bunker y P. Jensen (2005), Fundamentos de la simetría molecular (CRC Press) ISBN 0-7503-0941-5 [1] 
9. Piqué, JP; et al. (1984). "Hyperfine inducida por ungerade-Gerade Simetría Breaking en un homonuclear diatómico molécula cerca de un límite de disociación: Yo en el - Límite". Phys. Rev. Lett . 52 (4): 267–269. Código Bibliográfico : 1984PhRvL..52..267P . doi : 10.1103 / PhysRevLett.52.267 .${\displaystyle ^{127}}$${\displaystyle _{2}}$${\displaystyle ^{2}P_{3/2}}$${\displaystyle ^{2}P_{1/2}}$
10. Critchley, ADJ; et al. (2001). "Medición directa de una transición de rotación pura en H ". Phys. Rev. Lett . 86 (9): 1725-1728. Código Bibliográfico : 2001PhRvL..86.1725C . doi : 10.1103 / PhysRevLett.86.1725 . PMID 11290233 .${\displaystyle _{2}^{+}}$ 
11. Cottingham, WN; Greenwood, DA (1986). Introducción a la física nuclear . Prensa de la Universidad de Cambridge. pag. 57 . ISBN 0-521-31960-9.
12. Chinowsky, W .; Steinberger, J. (1954). "Absorción de piones negativos en deuterio: paridad del pión". Revisión física . 95 (6): 1561-1564. Código Bibliográfico : 1954PhRv ... 95.1561C . doi : 10.1103 / PhysRev.95.1561 .
13. Lee, TD ; Yang, CN (1956). "Cuestión de la conservación de la paridad en interacciones débiles". Revisión física . 104 (1): 254-258. Código Bibliográfico : 1956PhRv..104..254L . doi : 10.1103 / PhysRev.104.254 .
14. Wu, CS; Ambler, E; Hayward, RW; Hoppes, DD; Hudson, RP (1957). "Prueba experimental de conservación de paridad en decaimiento beta" . Revisión física . 105 (4): 1413–1415. Código Bibliográfico : 1957PhRv..105.1413W . doi : 10.1103 / PhysRev.105.1413 .
15. Garwin, RL; Lederman, LM; Weinrich, M. (1957). "Observaciones del fracaso de la conservación de la paridad y la conjugación de carga en las desintegraciones del mesón: el momento magnético del muón libre" . Revisión física . 105 (4): 1415-1417. Código Bibliográfico : 1957PhRv..105.1415G . doi : 10.1103 / PhysRev.105.1415 .
16. Roy, A. (2005). "Descubrimiento de violación de la paridad". Resonancia . 10 (12): 164-175. doi : 10.1007 / BF02835140 . S2CID 124880732 . 
17. Muzzin, ST (19 de marzo de 2010). "Por un minúsculo instante, los físicos pueden haber violado una ley de la naturaleza" . PhysOrg . Consultado el 5 de agosto de 2011 .
18. Kharzeev, DE; Liao, J. (2 de enero de 2019). "Colisiones de isobaras en RHIC para probar la violación de la paridad local en interacciones fuertes". Noticias de física nuclear . 29 (1): 26–31. doi : 10.1080 / 10619127.2018.1495479 . ISSN 1061-9127 . S2CID 133308325 .  
19. Zhao, Jie; Wang, Fuqiang (julio de 2019). "Búsquedas experimentales del efecto magnético quiral en colisiones de iones pesados". Progresos en Física de Partículas y Nuclear . 107 : 200-236. arXiv : 1906.11413 . Código Bibliográfico : 2019PrPNP.107..200Z . doi : 10.1016 / j.ppnp.2019.05.001 . S2CID 181517015 .