Paridad C

Operación unitaria que transforma una partícula en su antipartícula

En física , la paridad C o paridad de carga es un número cuántico multiplicativo de algunas partículas que describe su comportamiento bajo la operación de simetría de conjugación de carga .

La conjugación de cargas cambia el signo de todas las cargas cuánticas (es decir, números cuánticos aditivos ), incluyendo la carga eléctrica , el número bariónico y el número leptónico , y las cargas de sabor de extrañeza , encanto , fondo , cima e isospín ( I 3 ). Por el contrario, no afecta la masa , el momento lineal o el espín de una partícula.

Formalismo

Consideremos una operación que transforma una partícula en su antipartícula , do {\displaystyle {\mathcal {C}}}

do | ψ = | ψ ¯ . {\displaystyle {\mathcal {C}}\,|\psi \rangle =|{\bar {\psi }}\rangle .}

Ambos estados deben ser normalizables, de modo que

1 = ψ | ψ = ψ ¯ | ψ ¯ = ψ | do do | ψ , {\displaystyle 1=\langle \psi |\psi \rangle =\langle {\bar {\psi }}|{\bar {\psi }}\rangle =\langle \psi |{\mathcal {C}}^ {\daga}{\mathcal {C}}|\psi\rangle,}

lo que implica que es unitario, do {\displaystyle {\mathcal {C}}}

do do = 1 . {\displaystyle {\mathcal {C}}{\mathcal {C}}^{\dagger }=\mathbf {1} .}

Al actuar sobre la partícula dos veces con el operador, do {\displaystyle {\mathcal {C}}}

do 2 | ψ = do | ψ ¯ = | ψ , {\displaystyle {\mathcal {C}}^{2}|\psi \rangle ={\mathcal {C}}|{\bar {\psi }}\rangle =|\psi \rangle ,}

Vemos que y . Poniendo todo esto junto, vemos que do 2 = 1 {\displaystyle {\mathcal {C}}^{2}=\mathbf {1} } do = do 1 {\displaystyle {\mathcal {C}}={\mathcal {C}}^{-1}}

do = do , {\displaystyle {\mathcal {C}}={\mathcal {C}}^{\dagger },}

lo que significa que el operador de conjugación de carga es hermítico y, por lo tanto, una cantidad físicamente observable.

Valores propios

Para los estados propios de conjugación de carga,

do | ψ = η do | ψ {\displaystyle {\mathcal {C}}\,|\psi \rangle =\eta _ {C}\,|{\psi }\rangle } .

Al igual que con las transformaciones de paridad , la aplicación dos veces debe dejar el estado de la partícula sin cambios. do {\displaystyle {\mathcal {C}}}

do 2 | ψ = η do do | ψ = η do 2 | ψ = | ψ {\displaystyle {\mathcal {C}}^{2}|\psi \rangle =\eta _{C}{\mathcal {C}}|{\psi }\rangle =\eta _{C}^{2 }|\psi \rangle =|\psi \rangle }

permitiendo únicamente valores propios de la llamada paridad C o paridad de carga de la partícula. η do = ± 1 {\displaystyle \eta _{C}=\pm 1}

Estados propios

Lo anterior implica que para los estados propios , dado que las antipartículas y las partículas tienen cargas de signo opuesto, solo los estados con todas las cargas cuánticas iguales a cero, como los estados ligados de fotón y partícula-antipartícula como π 0 , η 0 o positronio , son estados propios de   do | ψ = | ψ ¯ = ± | ψ   . {\displaystyle \ \operatorname {\mathcal {C}} |\psi \rangle =|{\overline {\psi }}\rangle =\pm |\psi \rangle ~.} do   . {\displaystyle {\mathcal {C}}~.}

Sistemas multipartículas

Para un sistema de partículas libres, la paridad C es el producto de las paridades C de cada partícula.

En un par de mesones ligados hay un componente adicional debido al momento angular orbital. Por ejemplo, en un estado ligado de dos piones , π + π con un momento angular orbital L , intercambiar π + y π invierte el vector de posición relativa, que es idéntico a una operación de paridad . Bajo esta operación, la parte angular de la función de onda espacial contribuye con un factor de fase de (−1) L , donde L es el número cuántico del momento angular asociado con L .

do | π + π = ( 1 ) yo | π + π {\displaystyle {\mathcal {C}}\,|\pi ^{+}\,\pi ^{-}\rangle =(-1)^{L}\,|\pi ^{+}\,\ pi ^{-}\rangle } .

Con un sistema de dos fermiones , aparecen dos factores adicionales: un factor proviene de la parte de espín de la función de onda y el segundo, al considerar las paridades intrínsecas de ambas partículas. Nótese que un fermión y un antifermión siempre tienen paridades intrínsecas opuestas. Por lo tanto,

do | F F ¯ = ( 1 ) yo ( 1 ) S + 1 ( 1 ) | F F ¯ = ( 1 ) yo + S | F F ¯   . {\displaystyle {\mathcal {C}}\,|f\,{\bar {f}}\rangle =(-1)^{L}(-1)^{S+1}(-1)\,|f\,{\bar {f}}\rangle =(-1)^{L+S}\,|f\,{\bar {f}}\rangle ~.}

Los estados ligados se pueden describir con la notación espectroscópica 2 S +1 L J (ver el símbolo del término ), donde S es el número cuántico de espín total (que no debe confundirse con el orbital S), J es el número cuántico de momento angular total y L es el número cuántico de momento orbital total (con el número cuántico L = 0, 1, 2, etc. reemplazado por las letras orbitales S, P, D, etc.).

Ejemplo
El positronio es un estado ligado electrón - positrón similar a un átomo de hidrógeno . Los nombres parapositronio y ortopositronio se dan a los estados 1 S 0 y 3 S 1 .
Orbital:  1 S 0y + y        3 S 1y + y + y
η C  :  +1=(−1) × (−1)-1=(−1) × (−1) × (−1)

Pruebas experimentales de conservación de la paridad C

  • π 0 3 gamma {\displaystyle \pi ^{0}\rightarrow 3\gamma } :Se observa que el pión neutro, , se desintegra en dos fotones, γ+γ . Podemos inferir que el pión tiene, por lo tanto , pero cada γ adicional introduce un factor de −1 a la paridad C total del pión. La desintegración a 3 γ violaría la conservación de la paridad C. Se realizó una búsqueda de esta desintegración [1] utilizando piones creados en la reacción π 0 {\displaystyle \pi ^{0}}   η do = ( 1 ) 2 = 1   , {\displaystyle \ \eta _{C}=(-1)^{2}=1\ ,}   π + pag π 0 + norte   . {\displaystyle \ \pi ^{-}+p\rightarrow \pi ^{0}+n~.}
  • η π + π π 0 {\displaystyle \eta \rightarrow \pi ^{+}\pi ^{-}\pi ^{0}} : [2] Desintegración del mesón eta .
  • pag pag ¯ {\displaystyle p{\bar {p}}} aniquilaciones [3]

Véase también

Referencias

  1. ^ MacDonough, J.; et al. (1988). "Nuevas búsquedas para la desintegración no invariante de C π 0 →3 γ y la desintegración rara π 0 →4γ ". Physical Review D . 38 (7): 2121–2128. Bibcode :1988PhRvD..38.2121M. doi :10.1103/PhysRevD.38.2121. PMID  9959363.
  2. ^ Gormley, M.; et al. (1968). "Prueba experimental de invariancia C en η → π + π π 0 ". Physical Review Letters . 21 (6): 402. Bibcode :1968PhRvL..21..402G. doi :10.1103/PhysRevLett.21.402.
  3. ^ Baltay, C.; et al. (1965). "Efecto Mössbauer en K 40 utilizando un acelerador". Physical Review Letters . 14 (15): 591. Bibcode :1965PhRvL..14..591R. doi :10.1103/PhysRevLett.14.591.
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