Symétrie CPT - CPT symmetry

« Théorème CPT » réexpédie ici. Pour l'album de Greydon Square, voir The CPT Theorem .

La symétrie de charge, de parité et d'inversion de temps est une symétrie fondamentale des lois physiques sous les transformations simultanées de conjugaison de charge (C), de transformation de parité (P) et d' inversion de temps (T). CPT est la seule combinaison de C, P et T qui est observée comme étant une symétrie exacte de la nature au niveau fondamental. Le théorème CPT dit que la symétrie CPT est valable pour tous les phénomènes physiques, ou plus précisément, que toute théorie de champ quantique locale invariante de Lorentz avec un hamiltonien hermitien doit avoir une symétrie CPT.

Histoire

Le théorème CPT est apparu pour la première fois, implicitement, dans les travaux de Julian Schwinger en 1951 pour prouver le lien entre spin et statistique . En 1954, Gerhart Lüders et Wolfgang Pauli ont obtenu des preuves plus explicites, de sorte que ce théorème est parfois connu sous le nom de théorème de Lüders-Pauli. À peu près au même moment, et indépendamment, ce théorème a également été prouvé par John Stewart Bell . Ces preuves sont basées sur le principe d' invariance de Lorentz et le principe de localité dans l'interaction des champs quantiques. Par la suite, Res Jost a donné une preuve plus générale dans le cadre de la théorie quantique axiomatique des champs .

Des efforts au cours des années 1950 ont révélé la violation de P-symétrie par des phénomènes qui impliquent la force faible , et il y avait des violations bien connues de C-symétrie ainsi. Pendant une courte période, on a cru que la symétrie CP était préservée par tous les phénomènes physiques, mais dans les années 1960, cela s'est avéré plus tard faux aussi, ce qui impliquait, par invariance CPT , des violations de la symétrie T également.

Dérivation du théorème CPT

Considérons un boost de Lorentz dans une direction fixe z . Cela peut être interprété comme une rotation de l'axe du temps dans l' axe z , avec un paramètre de rotation imaginaire . Si ce paramètre de rotation était réel , il serait possible qu'une rotation de 180° inverse le sens du temps et de z . Inverser la direction d'un axe est un reflet de l'espace dans un nombre quelconque de dimensions. Si l'espace a 3 dimensions, cela équivaut à refléter toutes les coordonnées, car une rotation supplémentaire de 180° dans le plan xy pourrait être incluse.

Cela définit une transformation CPT si nous adoptons l' interprétation de Feynman-Stueckelberg des antiparticules comme les particules correspondantes voyageant en arrière dans le temps. Cette interprétation nécessite une légère suite analytique , qui n'est bien définie que sous les hypothèses suivantes :

  1. La théorie est invariante de Lorentz ;
  2. Le vide est invariant de Lorentz ;
  3. L'énergie est bornée en dessous.

Lorsque ce qui précède, la théorie quantique peut être étendue à une théorie euclidienne, définie en traduisant tous les opérateurs en temps imaginaire à l'aide de l' hamiltonien . Les relations de commutation de l'hamiltonien et des générateurs de Lorentz garantissent que l'invariance de Lorentz implique une invariance de rotation , de sorte que tout état peut être tourné de 180 degrés.

Puisqu'une séquence de deux réflexions CPT équivaut à une rotation de 360 ​​degrés, les fermions changent de signe sous deux réflexions CPT, contrairement aux bosons . Ce fait peut être utilisé pour prouver le théorème de la statistique de spin .

Conséquences et implications

L'implication de la symétrie CPT est qu'une "image-miroir" de notre univers - avec tous les objets ayant leurs positions reflétées à travers un point arbitraire (correspondant à une inversion de parité ), tous les moments inversés (correspondant à une inversion temporelle ) et avec toute la matière remplacé par de l' antimatière (correspondant à une inversion de charge ) — évoluerait exactement selon nos lois physiques. La transformation CPT fait de notre univers son « image miroir » et vice versa. La symétrie CPT est reconnue comme une propriété fondamentale des lois physiques.

Afin de préserver cette symétrie, chaque violation de la symétrie combinée de deux de ses composantes (comme CP) doit avoir une violation correspondante dans la troisième composante (comme T) ; en fait, mathématiquement, ce sont la même chose. Ainsi, les violations de la symétrie T sont souvent appelées violations CP .

Le théorème CPT peut être généralisé pour prendre en compte les groupes de broches .

En 2002, Oscar Greenberg a publié une preuve apparente que la violation du CPT implique la rupture de la symétrie de Lorentz . Si cela est correct, cela impliquerait que toute étude de violation du CPT inclut également la violation de Lorentz. Cependant, Chaichian et al ont contesté plus tard la validité du résultat de Greenberg. Greenberg a répondu que le modèle utilisé dans leur article signifiait que leur "objection proposée n'était pas pertinente pour mon résultat".

L'écrasante majorité des recherches expérimentales sur la violation de Lorentz ont donné des résultats négatifs. Une tabulation détaillée de ces résultats a été donnée en 2011 par Kostelecty et Russell.

Voir également

Les références

Sources

Liens externes