Baryonenasymmetrie

In der physikalischen Kosmologie bezeichnet das Baryonenasymmetrieproblem , auch bekannt als Materieasymmetrieproblem oder Materie-Antimaterie-Asymmetrieproblem [ ^{1 , 2 ] , das} beobachtete Ungleichgewicht zwischen baryonischer und antibaryonischer Materie im beobachtbaren Universum . Da beide nahezu identisch entstehen und sich verhalten, würde man erwarten, dass sie beim Urknall zu annähernd gleichen Teilen entstanden sind . Tatsächlich besteht das Universum jedoch größtenteils aus Materie. Weder das Standardmodell der Teilchenphysik noch die allgemeine Relativitätstheorie liefern eine Erklärung dafür. ^{[ 3 ]} Wahrscheinlich wirkten einige physikalische Gesetze im frühen Universum anders, und die minimalen Unterschiede wurden 1967 von Andrei Sacharow vorgeschlagen . Es existieren mehrere konkurrierende Hypothesen zur Erklärung des Ungleichgewichts zwischen Materie und Antimaterie, das zur Baryogenese führte. Bislang gibt es jedoch keine einheitliche Theorie, die dieses Phänomen erklärt, das als „eines der größten Rätsel der Physik “ bezeichnet wird . ^{[ 4 ]}

1967 schlug Andrei Sacharow ^{[ 5 ]} drei notwendige Bedingungen vor, die eine baryonenerzeugende Wechselwirkung erfüllen muss, um Materie und Antimaterie mit unterschiedlichen Raten zu erzeugen. Diese Bedingungen wurden durch die jüngsten Entdeckungen der kosmischen Mikrowellenhintergrundstrahlung ^{[ 6 ]} und der CP-Verletzung im neutralen Kaonensystem ^{[ 7 ]} inspiriert . Die drei notwendigen „Sacharow-Bedingungen“ lauten:

• Verletzung der Baryonenzahl .${\displaystyle B}$
• Verletzung der C-Symmetrie und Verletzung der CP-Symmetrie .
• Wechselwirkungen außerhalb des thermischen Gleichgewichts .

Die Verletzung der Baryonenzahl ist eine notwendige Bedingung für einen Überschuss an Baryonen gegenüber Antibaryonen. Zusätzlich ist die Verletzung der C-Symmetrie erforderlich, damit Wechselwirkungen, die mehr Baryonen als Antibaryonen erzeugen, nicht durch Wechselwirkungen kompensiert werden, die mehr Antibaryonen als Baryonen erzeugen. Analog dazu ist die Verletzung der CP-Symmetrie notwendig, da andernfalls gleich viele linkshändige Baryonen und rechtshändige Antibaryonen sowie gleich viele linkshändige Antibaryonen und rechtshändige Baryonen entstehen würden. Schließlich müssen die Wechselwirkungen außerhalb des thermischen Gleichgewichts liegen, da andernfalls die CPT-Symmetrie eine Kompensation zwischen Prozessen, die die Baryonenzahl erhöhen bzw. verringern, gewährleisten würde. ^{[ 8 ]}

Derzeit gibt es keine experimentellen Belege für Teilchenwechselwirkungen, bei denen die Erhaltung der Baryonenzahl perturbativ verletzt wird . Dies würde nahelegen, dass alle beobachteten Teilchenreaktionen vor und nach der Reaktion die gleiche Baryonenzahl aufweisen. Mathematisch ist der Kommutator des Baryonenzahl -Quantenoperators mit dem (perturbativen) Hamiltonoperator des Standardmodells null . Es ist jedoch bekannt, dass das Standardmodell die Erhaltung der Baryonenzahl verletzt: eine Adler-Bell-Jackiw-Anomalie, die durch ein dreieckiges Feynman - Diagramm mit der Eichgruppe der schwachen Wechselwirkung beschrieben wird. Um die Verletzung der Baryonenzahl in der Baryogenese zu erklären, können solche Ereignisse (einschließlich des Protonenzerfalls ) in Großen Vereinheitlichungstheorien (GUTs) und supersymmetrischen (SUSY) Modellen durch hypothetische massive Bosonen wie das X-Boson auftreten . ${\displaystyle [B,H]=BH-HB=0}$${\displaystyle U(1)_{B}}$${\displaystyle U(1)_{B}}$${\displaystyle SU(2)_{w}}$${\displaystyle SU(2)_{w}}$${\displaystyle SU(2)_{w}}$

Die zweite Bedingung für die Entstehung von Baryonenasymmetrie – die Verletzung der Ladungs-Paritäts-Symmetrie – ist, dass ein Prozess mit einer anderen Rate als sein Antimaterie-Pendant ablaufen kann. Im Standardmodell äußert sich die CP-Verletzung als komplexe Phase in der Quarkmischungsmatrix der schwachen Wechselwirkung . Möglicherweise existiert auch eine von null verschiedene CP-verletzende Phase in der Neutrinomischungsmatrix , diese ist jedoch bisher nicht gemessen worden. Das erste in einer Reihe grundlegender physikalischer Prinzipien, das verletzt wurde, war die Parität, nachgewiesen durch das Experiment von Chien-Shiung Wu . Dies führte 1964 im Fitch-Cronin-Experiment mit neutralen Kaonen zum Nachweis der CP-Verletzung , wofür 1980 der Nobelpreis für Physik verliehen wurde (die direkte CP-Verletzung, also die Verletzung der CP-Symmetrie in einem Zerfallsprozess, wurde erst später, im Jahr 1999, entdeckt). Aufgrund der CPT-Symmetrie erfordert die Verletzung der CP-Symmetrie die Verletzung der Zeitinversionssymmetrie, der T-Symmetrie . Trotz der Berücksichtigung der CP-Verletzung im Standardmodell reicht dieses nicht aus, um die beobachtete Baryonenasymmetrie des Universums (BAU) angesichts der Grenzen der Baryonenzahlverletzung zu erklären, was bedeutet, dass Quellen jenseits des Standardmodells benötigt werden.

Eine mögliche neue Quelle für CP-Verletzung wurde am Large Hadron Collider (LHC) von der LHCb- Kollaboration während der ersten drei Betriebsjahre des LHC (ab März 2010) entdeckt. Das Experiment analysierte den Zerfall zweier Teilchen, des Bottom-Lambda-Teilchens (Λ _b ⁰ ) und seines Antiteilchens, und verglich die Verteilungen der Zerfallsprodukte. Die Daten zeigten eine Asymmetrie von bis zu 20 % der CP-Verletzungs-sensitiven Größen, was auf eine Verletzung der CP-Symmetrie hindeutet. Diese Analyse muss durch weitere Daten aus nachfolgenden LHC-Läufen bestätigt werden. ^{[ 9 ]}

Eine Methode zur Suche nach weiterer CP-Verletzung ist die Suche nach elektrischen Dipolmomenten von fundamentalen oder zusammengesetzten Teilchen. Die Existenz elektrischer Dipolmomente in Gleichgewichtszuständen erfordert eine Verletzung der T-Symmetrie. Das Auffinden eines von null verschiedenen elektrischen Dipolmoments würde somit die Existenz T-verletzender Wechselwirkungen in den Vakuumkorrekturen des gemessenen Teilchens implizieren. Bisher sind alle Messungen mit null konsistent, was starke Grenzen für die Eigenschaften der noch unbekannten neuen CP-verletzenden Wechselwirkungen setzt.

Im Nichtgleichgewichts-Zerfallsszenario ^{[ 10 ]} besagt die letzte Bedingung, dass die Rate einer Reaktion, die Baryonenasymmetrie erzeugt, kleiner sein muss als die Expansionsrate des Universums. In diesem Fall erreichen die Teilchen und ihre entsprechenden Antiteilchen aufgrund der raschen Expansion, die die Häufigkeit der Paarannihilation verringert, kein thermisches Gleichgewicht.

Eine weitere mögliche Erklärung für die scheinbare Baryonenasymmetrie ist, dass Materie und Antimaterie im Wesentlichen in unterschiedlichen, weit voneinander entfernten Regionen des Universums vorliegen . Die Entstehung von Antimateriegalaxien wurde ursprünglich als Erklärung für die Baryonenasymmetrie angesehen, da Antimaterie-Atome aus der Ferne nicht von Materie-Atomen zu unterscheiden sind; beide emittieren Licht (Photonen) auf dieselbe Weise. ^{[ 11 ]} Entlang der Grenze zwischen Materie- und Antimaterieregionen wäre jedoch Annihilation (und die damit verbundene Produktion von Gammastrahlung ) nachweisbar, abhängig von der Entfernung und der Dichte von Materie und Antimaterie. Solche Grenzen, falls sie existieren, lägen wahrscheinlich im tiefen intergalaktischen Raum. Die Materiedichte im intergalaktischen Raum ist mit etwa einem Atom pro Kubikmeter recht gut belegt. ^{[ 12 ] [ 13 ]} Unter der Annahme, dass dies eine typische Dichte in der Nähe einer Grenze ist, lässt sich die Gammastrahlenleuchtkraft der Grenzschicht berechnen. Derartige Zonen wurden bisher nicht nachgewiesen, doch 30 Jahre Forschung haben Eingrenzungen hinsichtlich ihrer möglichen Ausdehnung ermöglicht. Auf Grundlage solcher Analysen gilt es heute als unwahrscheinlich, dass irgendeine Region im beobachtbaren Universum von Antimaterie dominiert wird. ^{[ 4 ]}

Der Zustand des Universums, wie er ist, verletzt die CPT-Symmetrie nicht , da der Urknall sowohl klassisch als auch quantenmechanisch als doppelseitiges Ereignis betrachtet werden kann, bestehend aus einem Universum-Antiuniversum-Paar. Dies bedeutet, dass dieses Universum das Ladungs- (C), Paritäts- (P) und Zeitabbild (T) des Antiuniversums ist. Dieses Paar entstand aus den Urknall-Epochen nicht direkt in einer heißen, strahlungsdominierten Ära. Das Antiuniversum würde vom Urknall aus in der Zeit zurückfließen , dabei an Größe zunehmen und ebenfalls von Antimaterie dominiert werden. Seine räumlichen Eigenschaften sind im Vergleich zu denen unseres Universums invertiert, eine Situation analog zur Erzeugung von Elektron - Positron -Paaren im Vakuum . Dieses von Physikern des Perimeter Institute for Theoretical Physics in Kanada entwickelte Modell postuliert, dass Temperaturschwankungen in der kosmischen Mikrowellenhintergrundstrahlung (CMB) auf die quantenmechanische Natur der Raumzeit in der Nähe der Urknall-Singularität zurückzuführen sind. ^{[ 14 ]} Dies bedeutet, dass ein Punkt in der Zukunft unseres Universums und ein Punkt in der fernen Vergangenheit des Anti-Universums feste klassische Punkte darstellen würden, während dazwischen alle möglichen quantenmechanischen Permutationen existieren. Die Quantenunschärfe bewirkt, dass Universum und Anti-Universum keine exakten Spiegelbilder voneinander sind. ^{[ 15 ]}

Dieses Modell hat noch nicht gezeigt, ob es bestimmte Beobachtungen zum Inflationsszenario reproduzieren kann, beispielsweise die Homogenität des Kosmos auf großen Skalen. Es liefert jedoch eine natürliche und einfache Erklärung für Dunkle Materie . Ein solches Universum-Antiuniversum-Paar würde große Mengen superschwerer Neutrinos , auch sterile Neutrinos genannt, erzeugen . Diese Neutrinos könnten auch die Quelle der jüngst beobachteten Ausbrüche hochenergetischer kosmischer Strahlung sein . ^{[ 16 ]}

In der zyklischen Kosmologie (zum Beispiel dem Big Bounce ) ist die anfängliche Baryonenasymmetrie um Größenordnungen kleiner, da sie (die zyklische Kosmologie) entropisch und kein perfekter raumzeitlicher Standard ist, ^{[ 17 ]} daher erzeugen die vorherigen Bedingungen eine Boost-Verzerrung, die das Verhältnis von Materie zu Antimaterie erhöht.

Die Herausforderungen für die physikalischen Theorien bestehen somit darin, zu erklären, wie die Dominanz von Materie gegenüber Antimaterie entsteht und wie groß diese Asymmetrie ist. Ein wichtiger Quantifizierer ist der Asymmetrieparameter .

${\displaystyle \eta ={\frac {n_{B}-n_{\bar {B}}}{n_{\gamma }}}.}$

Diese Größe setzt die Differenz der Gesamtanzahldichte zwischen Baryonen und Antibaryonen ( n _B bzw. n _B ) in Beziehung zur Anzahldichte der Photonen der kosmischen Hintergrundstrahlung n _γ .

Dem Urknallmodell zufolge entkoppelte sich Materie bei einer Temperatur von etwa3000 Kelvin , entsprechend einer durchschnittlichen kinetischen Energie von3000 K / (10,08 × 10³ ^K  /eV ) =0,3 eV . Nach der Entkopplung bleibt die Gesamtzahl der CBR-Photonen konstant. Daher nimmt die Photonendichte aufgrund der Raumzeitexpansion ab. Die Photonendichte bei der Gleichgewichtstemperatur T pro Kubikzentimeter ist gegeben durch

${\displaystyle n_{\gamma }={\frac {1}{\pi ^{2}}}\left({\frac {k_{B}T}{\hbar c}}\right)^{3}\times \int _{0}^{\infty }{\frac {x^{2}}{e^{x}-1}}\,dx={\frac {1}{\pi ^{2}}}\left({\frac {k_{B}T}{\hbar c}}\right)^{3}\times 2\,\zeta (3)\approx 20.3\left({\frac {T}{1{\text{K}}}}\right)^{3}{\text{cm}}^{-3},}$

mit k _{_B} als Boltzmann-Konstante , ħ als Planck-Konstante dividiert durch 2π und c als Lichtgeschwindigkeit im Vakuum sowie ζ ⁽³⁾ als Apéry-Konstante . Bei der aktuellen CBR-Photonentemperatur vonBei 2,725 K entspricht dies einer Photonendichte n _γ von etwa 411 CBR-Photonen pro Kubikzentimeter.

Daher ist der oben definierte Asymmetrieparameter η nicht der „gute“ Parameter. Stattdessen wird bevorzugt die Entropiedichte s als Asymmetrieparameter verwendet .

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

weil die Entropiedichte des Universums während des größten Teils seiner Entwicklung relativ konstant blieb. Die Entropiedichte ist

${\displaystyle s\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ {\frac {\mathrm {entropy} }{\mathrm {volume} }}={\frac {p+\rho }{T}}={\frac {2\pi ^{2}}{45}}g_{*}(T)T^{3}}$

mit p und ρ als Druck und Dichte aus dem Energiedichtetensor T _μν , und g _* als die effektive Anzahl der Freiheitsgrade für "masselose" Teilchen (da mc ² ≪ ​​k _B T gilt) bei der Temperatur T ,

${\displaystyle g_{*}(T)=\sum _{i=\mathrm {Bosonen} }g_{i}\left({\frac {T_{i}}{T}}\right)^{3}+{\frac {7}{8}}\sum _{j=\mathrm {Fermionen} }g_{j}{\left({\frac {T_{j}}{T}}\right)}^{3},}$

für Bosonen und Fermionen mit g _{_i-} und g_{_j} -Freiheitsgraden bei den Temperaturen T _{_i} bzw. T_{_j}. Derzeit ist s  = 7,04 n _γ .

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