CP破坏

CP破坏（英语：CP violation），或译CP破缺，又称CP不守恒，是物理学，尤其是粒子物理学中的一个术语和定理。它说明在一个物理过程中所谓的CP对称被破坏了。在宇宙学中它对解释今天宇宙中物质的数量超过反物质的数量有极其重要的意义。1964年在CP破坏首先在中性K介子的衰变中被实验证实。1980年詹姆斯·克罗宁和瓦尔·菲奇因此被授予诺贝尔物理学奖。至今为止对CP破坏的研究依然是一个在理论物理和实验物理中非常活跃的领域。

CP

CP是粒子物理学中两个对称运算的乘积：C对称即电荷对称，量子操作为电荷共轭运算，这个运算将一个带电荷粒子转化为其反粒子；P是宇称，宇称运算造成一个物理系统的镜像。在强相互作用和电磁作用中CP转化运算对整个物理系统不产生任何影响（CP对称），但是在一定的弱相互作用中这个对称被微小地打破。在1950年代时，人们发现宇称破坏后曾经设想CP对称可以补救这个破坏。

宇称守恒的基本思想是在镜像反演后粒子物理学的公式不变。也就是说一个系统里的反应（比如化学反应或者放射性衰退）在一个镜像系统中以同样的速度进行。直到1940年代物理学家相信所有的反应全部是宇称守恒的。1950年代物理学家发现了宇称破坏的反应。一些放射性反应显然不是宇称守恒的：它们的镜像系统里的反应概率比原来的反应概率低。

在量子力学中一个系统中的一个对称被破坏后往往可以通过另一个对称来弥补，这两个对称的乘积依然守恒。在宇称破坏被发现后不久物理学家就发现了希尔伯特空间结构中的这个很微妙的特性。当时有人猜测反粒子共轭运算是可以弥补宇称破坏的对称。

简单地说反粒子共轭运算是粒子与反粒子之间的对称，因此CP对称被看作是物质与反物质间的对称。

破坏

K介子振荡方块图

以上两个方块图皆为费曼图，这两个费曼图为K-Kbar振荡的振幅带来领头阶的主导性贡献。

1964年詹姆斯·克罗宁和瓦尔·菲奇提供了明显的CP对称也被破坏的迹象。为此他们于1980年获得诺贝尔奖。他们的发现显示弱相互作用既破坏了反粒子共轭运算C，同时也破坏了宇称P。这个发现对粒子物理学带来了巨大的冲击，至今为止它为粒子物理学和宇宙学的核心问题打开了大门。CP被微弱地破坏了，但是与此同时又几乎保持了守恒是一个重要的未解之谜。

克罗宁、菲奇等在一个K介子衰变的实验中发现了CP对称的破坏，在这个物理现象中只有一个更弱的对称被保存了，即CPT对称。在CPT对称中除C和P外还有一个第三个运算符号，即时间反演（T）也必须加入。时间反演与运动反演相应。在物理定理中时间反演对称表示任何运动的反运动也同样存在。因此CPT对称被看作组成所有基本反应形式的精确对称。由于CPT对称任何破坏CP对称的反应也破坏T对称。也就是说任何破坏CP对称的反应的逆反应发生的可能性与原反应不同。CPT对称被看作是量子场论中的一个基本定理，在这里反粒子共轭运算、宇称和时间反演同时运用。

最近美国斯坦福直线加速器中心和日本高能加速器研究机构的一代新的试验使用B介子也发现了CP破坏[1]（页面存档备份，存于互联网档案馆）。此前至少理论上有可能CP破坏仅限于K介子。这些试验无疑地证明了标准模型理论中的反应破坏CP。

通过在CKM矩阵中加入一个复数项标准模型理论可以包含CP破坏。而这个复数项的引入（也就是CP破坏的引入）则表明至少有三代夸克。

至今为止没有任何发现量子色动力学破坏CP的试验。

电弱标准模型中的CP破坏

CKM矩阵的电弱标准模型定义为 ${\displaystyle \ \mathrm {V} _{\mathsf {CKM}}=\mathrm {U} _{\mathsf {u}}\ \cdot \mathrm {U} _{\mathsf {d}}^{\dagger }\ ,}$ 此处的 ${\displaystyle \ \mathrm {U} _{\mathsf {u}}\ }$ 和 ${\displaystyle \ \mathrm {U} _{\mathsf {d}}\ }$ 分别为可以将上型夸克与下型夸克的质量矩阵${\displaystyle \ M_{\mathsf {u}}\ }$和${\displaystyle \ M_{\mathsf {d}}\,}$对角化的幺正转换矩阵(unitary transformation matrix)。

因此，要得到一个带有复数的CKM矩阵需有以下两个必要但非充分条件:

1. ${\displaystyle U_{u}}$ 和 ${\displaystyle U_{d}}$ 其中至少须有一个带有复数，否则CKM矩阵必为纯实数。
2. 即使两者皆带有复数， ${\displaystyle U_{u}}$ 和 ${\displaystyle U_{d}}$ 不可以相同，亦即 ${\displaystyle U_{u}\neq U_{d}}$，否则CKM矩阵必为单位矩阵${\displaystyle \mathbf {1} }$。

以一个有三代费米子的标准模型来说，费米子质量矩阵(夸克与轻子都适用)的最通用形式可以写成如下样式:

${\displaystyle M={\begin{bmatrix}A_{1}+iD_{1}&B_{1}+iC_{1}&B_{2}+iC_{2}\\B_{4}+iC_{4}&A_{2}+iD_{2}&B_{3}+iC_{3}\\B_{5}+iC_{5}&B_{6}+iC_{6}&A_{3}+iD_{6}\end{bmatrix}}.}$

这样的非赫米尔特(non-Hermitian)M矩阵有9个复数元素以及18个参数，因为每个复数元素各有2个参数，一个是实数部的系数，一个是虚数部的系数。这样的3X3矩阵显然难以被直接对角化。然而，${\displaystyle \mathbf {M^{2}} =M\cdot M^{+}}$这样的矩阵却是自然为赫米尔特的，而且它和原来的非赫米尔特M矩阵拥有相同的U矩阵，这个矩阵可以表为

< ${\displaystyle \mathbf {M^{2}} ={\begin{bmatrix}\mathbf {A_{1}} &\mathbf {B_{1}} +i\mathbf {C_{1}} &\mathbf {B_{2}} +i\mathbf {C_{2}} \\\mathbf {B_{1}} -i\mathbf {C_{1}} &\mathbf {A_{2}} &\mathbf {B_{3}} +i\mathbf {C_{3}} \\\mathbf {B_{2}} -i\mathbf {C_{2}} &\mathbf {B_{3}} -i\mathbf {C_{3}} &\mathbf {A_{3}} \end{bmatrix}},}$

这个矩阵中的参数可以写为M矩阵中的参数(=汤川偶合的对应参数*希格氏偶的真空期望值)的各种组合如下:

${\displaystyle \mathbf {A_{1}} =A_{1}^{2}+D_{1}^{2}+B_{1}^{2}+C_{1}^{2}+B_{2}^{2}+C_{2}^{2},}$

${\displaystyle \mathbf {A_{2}} =A_{2}^{2}+D_{2}^{2}+B_{3}^{2}+C_{3}^{2}+B_{4}^{2}+C_{4}^{2},}$

${\displaystyle \mathbf {A_{3}} =A_{3}^{2}+D_{3}^{2}+B_{5}^{2}+C_{5}^{2}+B_{6}^{2}+C_{6}^{2},}$

${\displaystyle \mathbf {B_{1}} =A_{1}B_{4}+D_{1}C_{4}+B_{1}A_{2}+C_{1}D_{2}+B_{2}B_{3}+C_{2}C_{3},}$

${\displaystyle \mathbf {B_{2}} =A_{1}B_{5}+D_{1}C_{5}+B_{1}B_{6}+C_{1}C_{6}+B_{2}A_{3}+C_{2}D_{3},}$

${\displaystyle \mathbf {B_{3}} =B_{4}B_{5}+C_{4}C_{5}+B_{6}A_{2}+C_{6}D_{2}+A_{3}B_{3}+D_{3}C_{3},}$

${\displaystyle \mathbf {C_{1}} =D_{1}B_{4}-A_{1}C_{4}+A_{2}C_{1}-B_{1}D_{2}+B_{3}C_{2}-B_{2}C_{3},}$

${\displaystyle \mathbf {C_{2}} =D_{1}B_{5}-A_{1}C_{5}+B_{6}C_{1}-B_{1}C_{6}+A_{3}C_{2}-B_{2}D_{3},}$

${\displaystyle \mathbf {C_{3}} =C_{4}B_{5}-B_{4}C_{5}+D_{2}B_{6}-A_{2}C_{6}+A_{3}C_{3}-B_{3}D_{3}.}$

既然对角化一个有9个参数的矩阵结果跟对角化一个有18个参数的M矩阵一样，那以${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$ 为对象就是很自然而合理的选择。

这个问题的理想解法自然是将M和${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$矩阵直接对角化求得其本征值跟本征矢量(或相当于转换矩阵U)。只是，即使是只有9个参数的${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$ 矩阵还是太复杂。所以，假设${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$的实数部${\displaystyle \mathbf {M_{R}^{2}} }$跟虚数部${\displaystyle \mathbf {M_{I}^{2}} }$可以分别被同一个U矩阵对角化，那这个假设会引进底下这个关系式并进一步将参数由9个减少至5个

${\displaystyle \mathbf {M_{R}^{2}} }\cdot \mathbf {M_{I}^{2+}} -\mathbf {M_{I}^{2}} \cdot \mathbf {M_{R}^{2+}=0}$

根据以上想法，${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$可以进一步简化为以下样貌:

${\displaystyle \mathbf {M^{2}} ={\begin{bmatrix}\mathbf {A} +\mathbf {B(xy-{x \over y})} &\mathbf {yB} &\mathbf {xB} \\\mathbf {yB} &\mathbf {A+B({y \over x}-{x \over y})} &\mathbf {B} \\\mathbf {xB} &\mathbf {B} &\mathbf {A} \end{bmatrix}}+i{\begin{bmatrix}0&\mathbf {C \over y} &-\mathbf {C \over x} \\-\mathbf {C \over y} &0&\mathbf {C} \\i\mathbf {C \over x} &-\mathbf {C} &0\end{bmatrix}}\equiv \mathbf {M_{R}^{2}} +i\mathbf {M_{I}^{2}} }$

在此令${\displaystyle \mathbf {A\equiv A_{3}} ,\mathbf {B\equiv B_{3}} ,\mathbf {C\equiv C_{3}} ,\mathbf {x\equiv B_{2}/B_{3}} ,}$ and ${\displaystyle \mathbf {y\equiv B_{1}/B_{3}} }$。

${\displaystyle \mathbf {M^{2}} }$ 有解析解(analytical solutions)，其本征值如下:

${\displaystyle \mathbf {m_{1}^{2}} =\mathbf {A-B{x \over y}-C{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} \over {xy}}}} ,}$

${\displaystyle \mathbf {m_{2}^{2}} =\mathbf {A-B{x \over y}+C{{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }} \over {xy}}} ,}$

${\displaystyle \mathbf {m_{3}^{2}} =\mathbf {A+B{{(x^{2}+1)y} \over x}} ,}$

而其对应的U矩阵则如下:

${\displaystyle \mathbf {U^{u}} ={\begin{bmatrix}{-{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}} }} \over {\sqrt {\mathbf {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})} }}}&{\mathbf {x(y^{2}-i{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }})} \over {{\sqrt {2}}{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}} }}{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }}}}&{\mathbf {y(x^{2}+i{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }})} \over {{\sqrt {2}}{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}} }}{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }}}}\\{-{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}} }} \over {\sqrt {\mathbf {2(x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2})} }}}&{\mathbf {x(y^{2}+i{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }})} \over {{\sqrt {2}}{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}} {\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }}}}}}&{\mathbf {y(x^{2}-i{\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} )}} \over {{\sqrt {\bf {2}}}{\sqrt {\bf {x^{2}+y^{2}}}}{\sqrt {\bf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}}}} }\\{\mathbf {xy} \over {\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }}}&{\mathbf {y \over {\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }}} }&{\mathbf {x \over {\sqrt {\mathbf {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}} }}} }\end{bmatrix}}.}$

然而，这些本征值的排列顺序和物理上的夸克质量顺序并无必然对应关系，所以同一型夸克的3个本征值和3代夸克的对应方式有6种可能，上d夸克各6种，总共可以组合出36种CKM矩阵样态^{[1] [2]}

在36种可能中，以下这4个在和实验数据比对时最接近。在0阶(tree level)时可以达到差异小于${\displaystyle \lambda ^{1/2}}$的程度

${\displaystyle V[52]=V{\begin{bmatrix}1\\3\\2\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}2&3&1\end{bmatrix}}=V[52]^{*}=V^{*}{\begin{bmatrix}2\\3\\1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&3&2\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}s&p^{*}&r^{*}\\p^{\prime *}&q&p^{\prime }\\r&p&s^{*}\end{bmatrix}}}$ and

${\displaystyle V[22]=V{\begin{bmatrix}2\\3\\1\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}2&3&1\end{bmatrix}}=V^{*}[55]=V^{*}{\begin{bmatrix}1\\3\\2\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}1&3&2\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}r&p&s^{*}\\p^{\prime *}&q&p^{\prime }\\s&p^{*}&r^{*}\end{bmatrix}},}$

此处${\displaystyle \lambda }$ 为Wolfenstein参数之一。

求得${\displaystyle p,q,r,s,}$和${\displaystyle p^{\prime }}$ 的完整样貌如下:

${\displaystyle r={{(x^{2}+y^{2})(x'^{2}+y'^{2})+(xx'+yy')(xyx'y'+{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}}}$

 ${\displaystyle +i{{(xy'-x'y)(x'y'{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}+xy{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},}$

${\displaystyle s={{(x^{2}+y^{2})(x'^{2}+y'^{2})+(xx'+yy')(xyx'y'-{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}}}$

${\displaystyle +i{{(xy'-x'y)(x'y'{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}-xy{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}})} \over {2{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},}$

${\displaystyle p={{[y'y^{2}(x-x')+x'x^{2}(y-y')]+i(xy'-x'y){\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}} \over {{\sqrt {2}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},}$

${\displaystyle p^{\prime }={{[yy'^{2}(x'-x)+xx'^{2}(y'-y)]+i(xy'-x'y){\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}} \over {{\sqrt {2}}{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},}$

${\displaystyle q={{xx'+yy'+xyx'y'} \over {{\sqrt {x^{2}+y^{2}+x^{2}y^{2}}}{\sqrt {x'^{2}+y'^{2}+x'^{2}y'^{2}}}}},}$

和实验所得的CKM矩阵各元素比较得到的最佳结果为

${\displaystyle |V_{ud}|=|V_{tb}|\sim 0.9925,}$

${\displaystyle |V_{ub}|=|V_{td}|\sim 0.0075,}$

${\displaystyle |V_{us}|=|V_{ts}|=|V_{cd}|=|V_{cb}|\sim 0.122023,}$

${\displaystyle |V_{cs}|\sim 0.9845.}$

自从1964年CP破坏被发现以来，物理学家相信在标准模型的框架下，只要找到适当的汤川偶合矩阵(乘上希格式偶的真空期望值v即为质量矩阵)并将之对角化，即可以产生带有复数(亦即CP是不对称)的CKM矩阵。以上论述具体指出了什么样的质量矩阵能够产生CP不守恒，填补了标准模型在这方面的空缺。

强CP问题

为什么在量子色动力学中CP不被破坏是粒子物理学中的一个谜。这个问题被称为强CP问题。

量子色动力学不像电弱相互作用那么容易破坏CP。电弱相互作用中，规范场与费米子场组成的手性流相关；量子色动力学中，胶子则与矢量流相关。至今为止没有任何显示量子色动力学破坏CP的试验迹象。比如假如强相互作用广泛破坏CP的话那么中子电偶极矩将相当于${\displaystyle 10^{-18}em}$（em是电子乘米），而试验数据证明中子电偶极矩比这个数据至少小上十亿倍。

问题在于在量子色动力学中有一些公式理论上允许破坏CP。

${\displaystyle {\mathcal {L}}=-{\frac {1}{4}}{\mathrm {tr} \,}F_{\mu \nu }F^{\mu \nu }-{\frac {n_{f}g^{2}\theta }{32\pi ^{2}}}{\mathrm {tr} \,}F_{\mu \nu }{\tilde {F}}^{\mu \nu }+{\bar {\psi }}(i\gamma ^{\mu }D_{\mu }-me^{i\theta '\gamma _{5}})\psi }$

在上面的量子色动力学公式中假如角${\displaystyle \theta }$和手性夸克质量相${\displaystyle \theta '}$不为零的话则CP可以被破坏。一般认为${\displaystyle \theta '}$可以被转化为${\displaystyle {\tilde {\theta }}}$的一部分。为什么这个角的值在自然界里无限小，而不是一个比较大的值至今没有任何解释。${\displaystyle \theta }$被选择为近乎零是物理学中精调的一个例子。

强CP问题最著名的解决方案是帕西-奎恩理论，这个理论引入了一个新的名为轴子的标量粒子。

物质-反物质不平衡

主条目：重子生成

参见：时间反演对称、时间箭头和洛伦兹变换

宇宙物理学中的一个未解的理论问题是为什么在宇宙中物质比反物质多，而不是两者大致一样多。通过一系列有理的假设宇宙学家可以显示在宇宙诞生的大爆炸后数秒内的极端状况下由于CP破坏所导致的不对称可以产生现在观察到的物质-反物质比。不包含CP破坏的解释均不十分可信，因为它们依靠初始状态，而且还与宇宙膨胀说相背，因为宇宙膨胀说稀释这个假设的初始状态。

假如CP对称的话大爆炸应该产生同样多的物质和反物质，两者应该相互完全抵消。这将导致一个没有物质，只有光子的宇宙。这显然不是这样的，因此在大爆炸时或大爆炸后物质与反物质的反应显然不同。由于CP对称表明物质与反物质的反应应该相同，因此显然不是在所有情况下CP均对称。

因此有人猜测有一个使得重子数与轻子数不相同的力。标准模型理论中只有两种破坏CP的方法。一个方法是上面提到的量子色动力学的强CP破坏。但是这个理论的结果是要么没有CP破坏，要么CP破坏应该比现在观察到的强许多许多数量级。另一个方法是弱相互作用所导致的很小的CP破坏，但是这个方法预言的破坏所导致的物质-反物质差只留下能够组成一个单个星系的物质。

由于标准模型理论对这个物质差做不出精确的预言，这似乎说明标准模型理论有缺陷或者有错误。而且确定这些与CP有关的缺陷不需要巨大的、实际上无法达到的加速器和能量。因此试验粒子物理学对这些问题非常感兴趣，而且一些天体物理学的不同理论（比如宇宙膨胀说和重子生成）需要解释CP破坏的理论基础。

参见

• 宇称不守恒
• CPT对称

参考资料

• G. C. Branco, L. Lavoura and J. P. Silva. CP violation. Clarendon Press, Oxford. 1999年. ISBN 978-0-19-850399-6.
• I. Bigi and A. Sanda. CP violation. Cambridge University Press. 1999年. ISBN 978-0-521-44349-4.
• Michael Beyer（编辑）. CP Violation in Particle, Nuclear and Astrophysics. Springer. 2002年. ISBN 978-3-540-43705-5. 收集了众多关于这个问题的小品文，重点在试验结果
• L. Wolfenstein. CP violation. North-Holland，阿姆斯特丹. 1989年. 0444-88081X. 编辑了关于这个问题的许多重要发表前论文
• David J. Griffiths. Introduction to Elementary Particles. Wiley, John & Sons, Inc. 1987年. ISBN 978-0-471-60386-3.
• I. Bigi, CP violation, an essential mystery in Nature's grand design（页面存档备份，存于互联网档案馆）. 1997年2月18日至27日在俄罗斯莫斯科召开的第25届ITEP冬校、1997年5月11日至16日在美国纳什维尔范德堡大学的“当今物理学前锋”和1997年7月8日至18日在意大利瓦伦纳的国际费米物理学校上的邀请报告。hep-ph/9803479.
• Davide Castelvecchi, What is direct CP-violation?，斯坦福直线加速器中心

1. 。 Lin, C.L. Exploring the Origin of CP Violation in the Standard Model. Letters in High Energy Physics. 2021, 221: 1. arXiv:2010.08245 . doi:10.31526/LHEP.2021.221.
2. Lin, C.L. BAU Production in the SN-Breaking Standard Model. Symmetry. 2023, 15: 1051. arXiv:2209.12490 . doi:10.3390/sym15051051.