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DAVIDSON REZENDE VIANA
ALGUMAS CONTRIBUIÇÕES AO ESTUDO DO MODELO
PADRÃO ESTENDIDO: RADIAÇÃO CPT-PAR
CONFINADA A GUIAS DE ONDAS
Dissertação apresentada à
Universidade Federal de Viçosa, como
parte das exigências do Programa de
Pós-Graduação em Física Aplicada,
para obtenção do título de Magister
Scientiae.
VIÇOSA
MINAS GERAIS - BRASIL
2009
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À minha família e meus amigos.
ii
"Eu aprendi que todos querem viver no topo da montanha, mas toda felicidade e
crescimento ocorre quando você está escalando-a."
(William Shakespeare)
iii
Primeiramente, expresso aqui, meu mais sincero agradecimento à minha família.
Meu muitíssimo obrigado ao meu pai Joaquim, à minha mãe Rosália e aos meus irmãos
por estarem constantemente motivando meus estudos, por todo amor e confiança que
foram fundamentais para que eu perseverasse em cada adversidade.
Agradeço imensamente ao Professor Winder A. Moura-Melo pela oportunidade,
incentivo, orientação e paciência . Por ser um professor acessível para conversar e por
ter me motivado muito desde o início do mestrado. Por me mostrar o caminho para
ser um Físico melhor.
Meu muitíssimo obrigado aos meus colegas do grupo de pesquisa André H.
Gomes e Jakson M. Fonseca pelas sugestões essenciais, ajuda na revisão deste trabalho,
pela amizade e conhecimento compartilhado.
Aos professores que lecionaram as disciplinas que cursei durante o mestrado,
Winder A. Moura Melo, Daniel H. T. Franco, Afrânio R. Pereira, Ricardo Cordeiro e
Álvaro Neves.
Aos meus estimados amigos que tive o privilégio de cursar alguma(s) disci-
plina(s), em especial, Dênis R. Pereira, Fábio N. Fagundes, Fábio S. Nascimento e
Herman F. Fumiã, com os quais pude aprender muito sobre Física e sobre amizade.
Agradeço o companheirismo e a amizade de Anderson H. A. Gomes, Claudia M.
Oliveira, Fabiano Crisafuli, José A. Duarte, Felipe Apolônio, Ronan Ferreira, Frederico
L. Marcelino e Vagson C. Santos.
Aos professores e funcionários do Departamento de Física da UFV.
Aos amigos que conheci na UFSJ, alunos, professores e funcionários.
À todos que contribuíram de uma forma ou de outra para a concretização desta
dissertação.
À CAPES pelo auxílio financeiro.
iv
Sumário
Resumo vii
Abstract ix
1 Introdução e Motivação 1
2 Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres 7
2.1 Propriedades básicas da eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz. 7
2.1.1 Peculiaridades do modelo em que (k
AF
)
µ
= 0 . . . . . . . . . . . 14
2.2 Submodelo em que (k
F
)
µναβ
= 0 com índices completamente distintos . 20
3 Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas 24
3.1 Eletrodinâmica modificada aplicada ao guia de onda retangular . . . . 25
3.1.1 Submodelo com σ = 0 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
3.1.2 Submodelo com ξ = 0, ρ = 0 e σ = 0 aplicada ao guia retangular 31
3.2 Eletrodinâmica modificada aplicada ao guia de onda tipo cabo coaxial . 35
4 Conclusões e perspectivas 39
Referências Bibliográficas 47
v
Unidades, notações e convenções
• São utilizadas unidades naturais (também chamadas unidades de Planck) em
quase todo o texto. Algumas vezes o Sistema Internacional de unidades (SI) é utilizado
por razões específicas, devidamente explicadas.
Em unidades naturais as co nstantes fundamentais da física lêem-se: = c =
G =
1
4π
0
= k
B
= 1, de modo que as dimensões seguem a relação:
[comprimento] = [tempo] = [massa]
−1
= [energia]
−1
• Índices tensoriais quadridimensionais são representados por letras gregas e
assumem valores de 0 a 3 (por exemplo, µ, ν, etc). Índices tensoriais com letras latinas
representam valores de 1 a 3 (por exemplo, i, j, k, etc). É utilizada a convenção de
Einstein a qual diz que, se um monômio possui índices repetidos, ficará subentendida
uma soma sobre estes índices.
• A métrica de Minkowski (ou tensor métrico
flat
) η
µν
é igual a sua inversa
e tem a assinatura: η
00
= 1 e η
11
= η
22
= η
33
= −1, η
µν
= 0 ∀ µ = ν.
• Os quadrivetores têm a forma covariante x
µ
= (x
0
, −x) e contravariante x
µ
=
(x
0
, x) em que a métrica funciona como abaixadora ou eleva dora de índices de modo
que x
µ
= η
µν
x
ν
.
• O símbolo de Levi-Civita representado por
µναβ
é totalmente antissimétrico
e tal que
0123
= −
0123
= 1.
• O delta de Kronecker é representado por δ
µ
ν
, sendo δ
0
0
= δ
1
1
= δ
2
2
= δ
3
3
= 1 e
todos os elementos com os índices µ = ν são nulos; daí tr δ
µ
ν
= tr η
µ
ν
= 4.
vi
Resumo
Viana, Davidson Rezende, M. Sc., Universidade Federal de Viçosa, Fevereiro de 2010.
Algumas contribuições ao estudo do modelo padrão estendido: radiação
CPT-par confinada a guias de ondas. Orientador: Winder Alexander Moura
Melo. Co-Orientadores: Afrânio Rodrigues Pereira, Daniel Heber Theodoro Franco
e Ricardo Reis Cordeiro
.
A escala de Planck, um regime de altíssimas energias, constitui-se um domínio
ainda muito distante da tecnologia nos dias de hoje. Uma questão de interesse é saber
se a simetria de Lorentz continua válida nesta escala de energia. Tal investigação pode
ajudar na construção de novas teorias que buscam unificar Gravitação (Relatividade
Geral) e Mecânica Quântica via Teoria de Cordas, por exemplo. Assim sendo, temos
como reminiscente de tal modelo unificado, o Modelo Padrão Estendido (MPE), que é
uma extensão da estrutura de calibre usual SU(3) × SU(2) × U(1), que incorpora os
termos que quebram a simetria de Lorentz. Neste trabalho estudamos o setor de ra-
diação do MPE em (3+1)D. Em sua lagrangiana que essencialmente possui um termo
adicional ao usual, de Maxwell; tal termo é proporcional a um objeto tipo tensor-
ial (constante) que quebra a simetria de Lorentz (somente sob transformação ativa de
Lorentz, também chamada transformação de partícula), mas é par sob a transformaçã o
CPT. Analisamos e interpretamos as consequências físicas desta quebra nas equações
de Maxwell modificadas do modelo. Aplicamos estas equações a dois tipos particulares
de confinamento de ondas eletromagnéticas, a saber: guia de onda retangular e guia de
onda tipo cabo coaxial. No guia retangular obtemos equações para um submodelo que
descrevem as componentes axiais das o ndas eletromagnéticas que se propagam neste
tipo de geometria estudando as possibilidades de haver modos transverso elétrico e
vii
transverso magnético. No guia tipo cabo coaxial estudamos o modo transverso eletro-
magnético e verificamos que as dimensões do guia podem alargar os efeitos da quebra
de modo a facilitar possíveis medidas em laboratório. Buscamos verificar quais impli-
cações físicas um modelo em questão pode trazer a aplicações envolvendo condições de
contorno. Comparamos os casos conhecidos na literatura com a presente proposta.
viii
Abstract
Viana, Davidson Rezende, M. Sc.,Universidade Federal de Viçosa, February, 2010.
Algumas contribuições ao estudo do modelo padrão estendido: radiação
CPT par confinada a guias de ondas. Adviser: Winder Alexander moura
Melo. Co-Advisers: Afrânio Rodrigues Pereira, Daniel Heber Theodoro Franco and
Ricardo Reis Cordeiro
.
Planck energy scale is still far beyond current possibilities. A question of interest
is whether the Lorentz symmetry remains valid at these extremely high energies, whose
answer certainly would be useful whenever building grand unified theories, in which
general relativity is consistently accommodated. Here, we study a reminiscent of this
possible symmetry violation, incorporated in the body of the so-called Standard Model
Extension (SME). More precisely, we deal with the pure (Abelian) gauge sector, so that
we have a modified classical electromagnetism in (3+1) dimensions, whose Lagrangian
include a term proportional to a (constant) background tensorial object that breaks the
Lorentz symmetry (occurs only in a active Lorentz frame transformation in the other
hand, particle transformation), but respecting CPT. Our attention is devoted to the
wave-like solutions constrained to propagate inside waveguides. We studied basically, a
waveguide of rectangular shap e, which in usual case admit transverse electric (TE) and
transverse magnetic (TM) modes. We obtained the partial differential equations which
describe the axial co mponents of the e lectric and magnetic fields in the waveguide. In
a coa xial transmission line, which admit modes transverse eletromagnetic (TEM), our
results indicate that Lorentz-breaking implies in modifications of this modes and small
corrections of the standard results which are proportional to the (very small) violating
parameters, but could be largely enhanced by diminishing the size of the confined
ix
media. Perhaps, such an extra feature combined with the usual boundary conditions
could lead us to large effects of this violation, somewhat similar to those predicted for
CPT- and Lorentz-odd electromagnetic waves constrained to propagate along a hollow
conductor waveguide.
x
Capítulo 1
Introdução e Motivação
Simetria é um conceito amplamente explorado em muitas áreas do conhecimento
humano como Física, Matemática, Biologia e Arte. Muito além das belas formas
simétricas que identificamos no nosso cotidiano, o conceito de simetria desempenha
papel fundamental na compreensão de uma imensidão de fenômenos físicos. Simetria
em Física leva diretamente ao conceito de invariância por meio de algum tipo transfor-
mação [1,2]. A relação entre simetria e quantidades conservadas, em um sistema físico,
é expressa sob a forma do Teorema de Noether, o qual afirma que à cada simetria con-
tínua da ação existe uma corrente que se conserva, ∂
µ
J
µ
N
= 0, e daí uma quantidade,
carga de Noether, Q
N
=
J
0
N
dV , que é dinamicamente conservada,
dQ
N
dt
= 0.
Como exemplo, em física clássica sabe-se que, se a ação é tempo independente,
a energia é conservada. É sabido também que, se a ação é invariante sob translação
espacial em três dimensões o momento linear é conservado, enquanto sob rotações nos
leva a conservação do momento angular.
Escrevendo a ação de teorias bem estabelecidas (como por exemplo, a ação
do eletromagnetismo clássico), na forma covariante de Lorentz, verifica-se que sob
translações espaço-temporais, há a conservação do tensor energia-momento, Θ
µν
, que é
uma quantidade física mais geral que a energia e momento isoladamente. Em particular,
o tensor energia-momento pode ser simetrizado quando o espaço -tempo é homogêneo
e isotrópico [1,3].
Estudando as simetrias em Matemática, Évarist Galois elaborou a Teoria de
1
1. Introdução e Motivação
Grupos que é uma ferramenta usada atualmente em vários ramos da Física, como
Matéria Co ndensada, Teoria Quântica de Campos (TQC) e Sistemas Complexos. Par-
ticularmente em TQC, a Teoria de Grupos é indispensável para o entendimento e
classificação das simetrias de calibre em vários modelos, que estão relacionadas ao es-
pectro de partículas fundamentais [3]. As interações fundamentais, eletromagnética,
fraca e forte estão intimamente relacionadas a estas simetrias e muitos modelos que
buscam unificá-las à Gravitação, procuram por grupos de simetria que são chave em
tais esforços teóricos.
Um grupo de grande interesse em TQC é o grupo de Lorentz, SO(1, 3), que
é a generalização do g rupo de rotações, SO(3), levado ao espaço de Minkowski (de
curvatura nula em 3+1 dimensões). Aqui referimo- nos ao restrito e ortócrono grupo
de matrizes 4 × 4 inversíveis de todas as transformações de Lorentz do espaço-tempo
de Minkowski. É o grupo de rotações e "boosts" (rotações hiperbólicas) neste espaço.
O grupo de Lorentz combinado com translações espaço-temporais recebe o nome de
grupo de Poincaré, que é a simetria mais extensa da Relatividade Especial. Os campos
em TQC devem, a princípio, se transformar como representações irredutíveis do g rupo
de Lorentz, Poincaré ou algum grupo de isospin, de modo que as entidades físicas que
se pretende descrever possam ser partículas fundamentais [1,4].
As transformações de Lorentz [5, 6] conectam grandezas físicas em referenciais
inerciais. Uma quantidade física é dita covariante de Lorentz se esta se transforma como
uma representação do grupo de Lorentz e obedece ao Princípio da Relatividade [7], ou
seja, é representada por um objeto linear e tensorial sob esse grupo. Em particular,
escalares são ditos invariantes de Lorentz, pois se transfo rmam sob a representação
trivial [8,9]. Ainda com relação ao grupo de Lorentz, as leis físicas relativísticas devem
se transformar covariantemente de acordo com as representações deste grupo, o que
significa que tais leis devem manter sua forma em quaisquer referenciais inerciais [10,11].
Isto é o que chamamos de covariância de Lorentz, que substituiu a covariância de
Galileu (relacionada ao grupo de Galileu) quando Albert Einstein desenvolveu a Teoria
da Relatividade Restrita (TRR). Sendo esta teoria comprovada com altíssima precisão
e sendo considerada exata a baixas energias, limitadas pelo Modelo Padrão (MP).
2
1. Introdução e Motivação
Como motivação para se estudar a quebra da simetria de Lorentz, temos a
possibilidade de pequenos efeitos que tem origem em teorias mais fundamentais. Em-
bora tanto a Relatividade Geral quanto a Mecânica Quântica tenham formulações
elegantes, há incompatibilidades entre elas. Existem experimentos em que tanto uma
teoria quanto outra são importantes na descrição de um fenômeno físico, mas não pos-
suem uma explicação em nível fundamental. Como por exemplo, na exp eriência em que
nêutrons frios sobem contra o campo gravitacional terrestre, incorpora-se a gravidade
como força externa a plicada, descrevendo bem o fenômeno, mas não trazendo infor-
mações fundamentais sobre o que ocorre. Por estas e muitas outras ra zões, busca-se
por meio de inúmeras propostas, teorias que visam a unificação e entender a Física
na escala de Planck. A simetria de Lorentz, mostra-se quebrada, por exemplo, em
diferentes propostas que incorporam ao Modelo Padrão das partículas fundamentais,
teorias efetivas, vindas de Teoria de Cordas [12,13]. A busca por comprovar se Lorentz
é uma simetria exata, abre caminho para estudar uma nova Física na escala de Planck,
ou fortalecer as teorias vigentes.
Uma das propostas para a violação da simetria de Lorentz [13–15] tem como
conceito chave a anisotropia do espaço-tempo. Existe um consenso de que a simetria
de Lorentz possa ser quebrada na esca la de energia do Modelo Padrão da física de
partículas. Esta quebra ocorre pela anisotropia do es paço- tempo causada pela presença
de campos vetoriais e tensoriais de fundo devido a processo s de transição de fase. Deve-
se observar que a viola ção ocorre apenas quando realizamos uma transformação de
partícula, também chamada de transformação de referencial ativa de Lorentz. Por esta
razão, é indispensável entender as diferenças entre as transformações de observador
(passiva) e de partícula (ativa) [16–18 ], que são explicadas no Capítulo 2.
O Teorema CP T , nos diz que os observáveis em Física são invariantes por uma
transformação combinada, em qualquer ordem, das operações C, P e T . Como con-
sequência disto, toda partícula possui uma antipartícula com a mesma massa, mesma
vida-média e mesmo momento mag nético da partícula correspondente. É considerada
uma simetria exata da natureza no nível fundamental [19–21]. A simetria sob conju-
gação de carga, C, é uma simetria discreta que inverte o sinal das cargas. Se esta fosse
3
1. Introdução e Motivação
uma simetria exata da natureza, haveria o mesmo número de partículas e antipartículas
no universo. Todavia, no universo observado há mais partículas que antipartículas. A
simetria de paridade, P (também chamada de simetria de reflexão espacial ou simetria
especular), é uma simetria discreta que nos diz que a natureza não tem preferência na
escolha de sistemas de coordenadas levógiros (canhotos) ou destrógiros (destros) [22].
Todavia, C. N. Yang e T. D Lee mostraram que esta é quebrada em determinados
processos envolvendo interaçõ es fracas [20, 23]. Já a operação de reversão temporal,
T , inverte o sinal da passagem do tempo. Por exemplo, as Leis de Newton são in-
variantes sob reversão temporal. Entretanto, fenômenos físicos irreversíveis (comuns
em termodinâmica), desobedecem tal simetria. Sistemas onde existe algum tipo de
dissipação como o atrito ou força viscosa são bons exemplos em que reverter o sinal do
tempo resulta em quebra da simetria T . Existem discussões co m relação e esta simetria
envolvendo a segunda lei da termodinâmica [24]. Há ainda uma simetria que se pensou
ser fundamental, a simetria CP . Ela foi proposta por L. D. Landau em 1957, além de
trocar a carga associada à partícula também trocaria o spin mantendo outras carac-
terísticas intrínsecas inalteradas de modo que seria uma simetria que traria informação
e predição sobre partículas e antipartículas. O prêmio Nobel de 1980 foi atribuído aos
físicos norte-americanos James Watson Cronin e Val Logsdon Fitch pela descoberta da
violação da simetria carga-paridade CP . Ainda nã o há nenhuma evidência da violação
da simetria CP T [19–21,25].
Qual a conexão entre a simetria de Lorentz e a simetria CPT? Se uma teo-
ria de campo satisfa z as co ndições: localidade, invariância de Lorentz, lagrangiana
hermitiana, quantização com comutadores para bósons ou com anticomutadores para
férmions, então a transformação CP T é uma simetria exata da teoria. A simetria CPT
prevê que, se um relógio é substituído por seu equivalente de antimatéria com paridade
invertida e anda para trás no tempo, os dois manterão horário idêntico. [26]. É possível
quebrar a simetria de Lorentz e manter a teoria invariante sob CP T , mas a recíproca
não é verdadeira [21].
Em 1989, V. A. Kostelesky e S. Samuel [12], lançaram a idéia da quebra espon-
tânea de simetria no contexto da Teoria de Cordas e do Modelo Padrão Estendido
4
1. Introdução e Motivação
(MPE), uma teoria de campos efetiva
1
, que compartilha todas as propriedades do
Modelo Padrão usual, como estrutura de calibre, renormalizabilidade e conservação
de energia e momento, mas não preserva Lorentz e CP T [13, 15, 16, 26, 27]. Várias
propostas surgiram desde então, como as de Carroll, Field e Ja ckiw [14], cujo modelo
viola tanto Lorentz quanto CP T . Tais teorias tem sido guias para testes experimentais,
ainda que não exista nenhuma evidência em favor das violações.
Observações astronômicas do espectro de estrelas, deram evidências de que a
constante de estrutura fina, α, uma medida da intensidade da interação eletromag-
nética entre fótons e elétrons, esteja lentamente variando. Como α relaciona a carga
elétrica, e, a constante de Planck, h, e a velocidade de propagação da luz no vácuo,
c, haveria então mudança em alguma(s) desta(s) constante(s) fundamental(ais), o que
seria extremamente drástico [28, 29]. Existem também da dos experimentais de raios
cósmicos além do limite Greisen-Zatsepin-Kuzmin (GZK)
2
que evidenciam possíveis
velocidades superiores à da da luz no vácuo para pa rtículas que a princípio decairiam
antes de chegar ao sistema solar [16]. Entretanto, em um artigo recente [30] foram
apresentados dados que limitam fortemente a possível va riação da velocida de da luz,
desfavorecendo-se assim teorias de gravidade quântica que tratam da física na escala
de Planck e que assumem uma característica discreta (não-contínua) do espaço-tempo.
Uma origem plausível para a violaçã o de Lorentz tem sido identificada em Teoria
de Cordas, na qual as interações com uma estrutura genérica que poderia, a princípio,
desencadear a violação espontânea da simetria de Lorentz e gerar valores esperados
no vácuo para campos tensoria is de Lorentz. Vários outros mecanismos para violação
de Lorentz em nível fundamental têm sido propostos como em teorias de campos não-
comutativos, gravidade quântica, modelos dinâmicos aleatórios, multiversos, cenários
de mundos-brana, supersimetria e gravidade massiva [16,27,31,32].
Existem inúmeros esforço s para validar ou não, modelos com quebra de Lorentz.
Algumas destas investigações podem levar a uma física dependente da escolha do sis-
tema de coordenadas [33], o que não é o caso do MPE, em que é assegurada a inde-
1
Uma teoria efetiva é uma aproximação para baixas energias de uma teoria fundamental
2
Tal limite diz que raios cósmicos com energia superior a ∼ 5 × 10
19
eV interagem com fótons da
radiação cósmica de fundo.
5
1. Introdução e Motivação
pendência de coordenadas e a física é independente do observador [17].
O setor de radiação do MPE, que incorpora em sua lagrangiana, termos com
campos vetoriais e/ou tensoriais de fundo, tem sido estudado, inclusive em diversos
esforços experimentais. Há pesquisadores experimentais e observacionais estudando a
detecção de parâmetros associados aos campos tensoriais e vetoriais de fundo e impondo
limites para as medições destes parâmetros [27, 34, 35]. A comparação dos resultados
teóricos e experimentais em física de partículas também impõe limites neste sentido.
Como exemplos citamos experimentos que envolvem mésons [36], neutrinos [37] e múons
[33,38]. Também têm sido estudadas buscas experimentais da violação de Lorentz no
estudo da radiação Cherenkov [3 9], síncrotron [40 ] e radiação cósmica de fundo [27],
que são estudos que buscam evidências de pequenas correções do s resultados para as
ondas eletromagnéticas.
Propostas teóricas têm despontado para investigar maneiras de medir parâmet-
ros de violação do MPE por meio do confinamento de ondas eletromagnéticas como,
por exemplo, em cavidades ressonantes e guias de ondas, [41–43] sendo este último, o
assunto de interesse na presente dissertação, a qual é dividida como segue. No Capí-
tulo 2, apresentamos propriedades de alg uns modelos e submodelos de interesse que
violam Lorentz e alguns que violam também a simetria CP T . O capítulo 3 se re-
stringe à aplicação do modelo a dois tipo s de guias de ondas que apresentam modos
distintos de propagação das ondas eletromagnéticas confinadas. São feitas discussões
sobre os parâmetros de interesse e as vantagens do confinamento para estudar a quebra
de Lorentz. Nos apêndices A e B são discutidas algumas propriedades do eletromag-
netismo usual em guias de ondas, complementando principalmente o texto relativo ao
Capítulo 3. Por fim, apresentamos nossas conclusões e as perspectivas de trabalhos
futuros.
6
Capítulo 2
Setor de radiação do Modelo Padrão
Estendido: ondas livres
Neste capítulo são apresentados os termos que quebram a simetria de Lorentz
acrescentados à lagrangiana de Maxwell. Revisamos as propriedades de modelos com
quebra de Lorentz e alguns submodelos que escolhemos estudar e aplicar aos guias de
ondas (Capítulo 3). Discutimos as idéias básicas de transformação de observador e
partícula. Numa abordagem clássica, mostramos peculiaridades dos submodelos para
ondas livres utilizando-se as “equações de Maxwell” modificadas.
2.1 Propriedades básicas da eletrodinâmica com que-
bra da simetria de Lorentz.
No formalismo canônico e manifestamente covariante, o eletromagnetismo clás-
sico pode ser derivado da lagrangiana:
L = −
1
4
F
µν
F
µν
− A
µ
J
µ
, (2.1)
sendo F
µν
= ∂
µ
A
ν
− ∂
ν
A
µ
o tensor eletromagnético, A
µ
= (φ,
A) o 4-vetor poten-
cial eletromagnético e J
µ
= (ρ,
J) a 4- corrente. A ação, S =
Ld
4
x, correspon-
dente à lagrangiana (2.1), é invariante sob transformações de gauge abelianas locais:
A
µ
(x) → A
µ
(x) − ∂
µ
Λ(x), o que nos leva à conservação da carga elétrica. Por meio das
equações de Euler-Lagrang e, aplicadas em (2.1), obtemos as equações de movimento,
7
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
que acrescentadas à identidade de Bianchi nos dão o conjunto:
∂
µ
F
µν
= J
ν
, ∂
µ
F
µν
= 0, (2.2)
que são as equações de Maxwell em forma tensorial, sendo a última uma identidade
geométrica, ∂
γ
F
αβ
+ ∂
β
F
γα
+ ∂
α
F
βγ
= 0 [3]. O dual do tensor eletromagnético é
F
µν
=
1
2
µναβ
F
αβ
, sendo que F
oi
= −E
i
e
ijk
B
k
= F
ij
. O tensor energia-momento
(simétrico), para o campo eletromag nético livre, que descreve a densidade e o fluxo de
energia e momento eletromagnéticos, é dado por
1
:
Θ
µν
= −F
µγ
F
ν
γ
+
1
4
η
µν
F
αβ
F
αβ
, (2.3)
que se conserva, ∂
µ
Θ
µν
= 0. Sua simetria, Θ
µν
= Θ
νµ
, garante a conservação do
momento angular e a isotropia do espaço-tempo neste modelo.
As equações de Maxwell na forma diferencial (local) em notação 3-vetorial es-
critas em unidades naturais no vácuo, lêem-se:
∇ ·
E = ρ
∇ ×
B − ∂
t
E =
J
∇ ·
B = 0
∇ ×
E + ∂
t
B = 0
(2.4)
As equações (2.4) trazem uma gama de informações sobre os campos elétrico,
E(x, t) e magnético,
B(x, t), bem como sobre suas fontes, densidade de carga elétrica
ρ e vetor densidade de corrente
J. Mostram, por exemplo, como cargas elétricas
produzem campos elétricos (Lei de Gauss), como corrente elétrica e campo elétrico
variável no tempo produzem campo magnético (Lei de Ampère-Maxwell), a a usência
de monopolo s magnéticos (nulidade da divergência do campo magnético) e como vari-
ações temporais de campo magnético produzem campos elétricos (Lei de Faraday). Na
1
O tensor energia-momento c anônico para o campo eletromagnético T
µν
não é simétrico, mas é
possível simetrizá-lo ao escrevê-lo como uma soma de uma parte simétrica e outra antissimétrica para
obtermos o chamado tensor energia-momento simétrico, em que Θ
µν
= Θ
νµ
. Detalhes podem ser
vistos na Ref. [59].
8
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
ausência de fontes, ao tomar os rotacionais das Leis de Ampère-Maxwell e de Fara-
day, obtêm-se as equações de onda pa ra os campo s elétrico e magnético, que lêem-se:
(∂
2
t
− ∇
2
)
E = 0 e (∂
2
t
− ∇
2
)
B = 0. Um dos grandes triunfos da teoria de Maxwell é
a previsão de ondas eletromagnéticas, que foram detectadas experimentalmente, pela
primeira vez, por Heinrich Hertz. Estas o ndas se propagam com velocidade v = c,
informação contida nas equações de onda [44]. Assumindo os campos na forma de
ondas planas,
E =
E
0
e
i(
k·x−ωt)
e
B =
B
0
e
i(
k·x−ωt)
, a relação entre frequência e vetor
de onda para propagação no espaço livre é ω
2
=|
k |
2
. Ao compararmos esta, com a
relação de dispersão de Einstein: E
2
= m
2
+ | p |
2
, interpretamos que ondas eletromag-
néticas possuem massa nula (o que implica em propagação da interação a distâncias
muito longas). Tais ondas são uma combinação de campos elétrico e magnético que
se propagam pelo espaço transportando energia e momento. A teoria eletromagnética
de Maxwell é bem estabelecida pela grande precisão experimental. Possui inúmeráveis
aplicações tecnológicas, em que poderíamos citar, por exemplo, a radiotransmissão, os
radiotelescópios, os cabos de fibras óticas, o forno microondas e muitos outros.
O Modelo Padrão (MP) das partículas elementares descreve muito bem todas
as partículas fundamentais e suas interações (exceto a gravitacional). Sua extensão
proposta nas últimas décadas, o MPE compartilha das mesmas propriedades do MP
usual (como co nservação da energia e momento, microcausalidade, renormalizabilidade
por contagem de potências e outras), exceto que as simetrias de Lorentz e CP T podem
ser violados [13]. Nesta dissertação, nos dedicamos ao setor de radiação (também
chamado setor puro-fóton ou setor de calibre) do MPE, cuja lagrangiana possui dois
termos além do modelo de Maxwell (sem fontes), a saber:
L
total
= −
1
4
F
µν
F
µν
−
1
2
(k
AF
)
α
A
β
F
αβ
−
1
4
(k
F
)
κλµν
F
κλ
F
µν
, (2.5)
em que (k
AF
)
α
= (η
o
, η) = m(ˆη
o
, ˆη) é um objeto tipo 4-vetor de fundo constante com
dimensão de massa, em que os índices subscritos “AF ” identificam o acoplamento
com o 4-vetor po tencial e o tensor eletromagnético
2
. Este termo é conhecido como
2
Em unidades do S.I. devemos ter
mc
ao invés de m, para que as unidades sejam de massa.
9
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
o termo de Carrol-Field-Jackiw (CFJ) e tem sido muito estudado deste sua proposta
em 1990 [14, 45]. O objeto tensorial de rank 4, (k
F
)
κλµν
, não tem dimensão física e é
assumido como um conjunto de constantes, a copla ndo o tensor eletromagnético a ele
mesmo (uma espécie de correção ao termo cinético usual,
1
4
F
µν
F
µν
). Tal objeto possui
as simetrias do tensor de curvatura de Riemann,
(k
F
)
µναβ
= (k
F
)
αβµν
= −(k
F
)
νµαβ
= (k
F
)
νµβα
, (2.6)
obedece a identidade de Bianchi para tensores de rank 4:
(k
F
)
µναβ
+ (k
F
)
µβνα
+ (k
F
)
µαβν
= 0, (2.7)
e também p o ssui duplo-traço nulo, (k
F
)
µν
µ ν
= 0, de modo que das 256 componentes que
o constituem, somente 19 são linearmente independentes (LI). Os testes experimentais
mais precisos impõem limites para a ordem de grandeza dos parâmetros, sendo que as
melhores estimativas têm sido obtidas de medidas cosmológicas de birrefringência da
luz, de modo que | (k
AF
)
µναβ
| 10
−32
[46]. Ou seja, as violações aqui tratadas seriam
extremamente pequenas e por esta razão, difíceis de serem detectadas; o que por outro
lado, dá a elas alguma possibilidade de existência real [47].
Ao requerer a invariância de calibre no modelo co m o termo de CFJ, obtemos
uma condição para o quadrivetor (k
AF
)
µ
, impondo para que este seja constante, ou
seja, ∂
µ
(k
AF
)
µ
= 0, desta forma a carga elétrica é conservada. Casana et al estudaram
uma lagrangiana em que (k
F
)
κλµν
= 0 e dois termos são acrescentados à lagrangiana
de Maxwell, a saber: o termo de CFJ e um termo de massa
1
2
M
2
A
µ
A
µ
, como no
modelo de Proca, quebrando assim a invariância de calibre [48]. Um outro estudo do
termo de CFJ foi feito por Scarpelli et al, cujo trabalho traz investigaçõ es acerca da
preservação da simetria de calibre analisando correções quânticas, também para um
modelo massivo [49].
A lagrangiana (2.5) escrita em notação 3-vetorial, explicitando campos e poten-
ciais, lê-se:
10
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
L
total
=
1
2
(
E
2
−
B
2
) +
α
2
(
E
2
+
B
2
) +
1
2
β
jk
E
E
j
E
k
+
1
2
β
jk
B
B
j
B
k
+
1
2
β
jk
EB
E
j
B
k
+
+(k
AF
)
0
A ·
B − φ
(k
AF
) ·
B −
(k
AF
) · (
A ×
E) − ρφ +
A ·
J (2.8)
Os coeficientes α, β
E
, β
B
, e β
EB
são reais e representam os aco plamentos dos coefi-
cientes de (k
F
)
µναβ
com os campos elétrico e magnético. É interessante notar que todas
as combinações quadráticas possíveis dos campos elétrico e magnético estão presentes
aí [15].
A equação de movimento na forma tensorial obtida da lagrangiana (2.5), acres-
centada à identidade de Bianchi, são as equações de Maxwell modificadas:
∂
α
F
α
µ
+ (k
AF
)
α
µαβγ
F
βγ
+ (k
F
)
µαβγ
∂
α
F
βγ
= 0 (2.9)
∂
µ
F
µν
= 0 (2.10)
sendo a última uma identidade geométrica que não sofre efeito da quebra da simetria
de Lorentz. Existem propostas na literatura para a quebra desta identidade. Como
consequência surgem os chamados monopolos magnéticos de Dirac que levam a um
aparecimento de uma corrente elétrica induzida [50].
Sob transformações de Lorentz tanto (k
F
)
κλµν
como (k
AF
)
µ
não se transformam
covariantemente dependendo de como é a transformação que conecta os referenciais
inerciais. Sob transformação de partícula a covariância de Lorentz é perdida, todavia,
a mesma é mantida sob transformação de observador. De que forma podemos enten-
der a transformação de observador (transformação passiva)? Tomemos como exemplo
didático, ilustrando esta transformação, um espaço tal que haja um campo vetorial
de fundo fixo, um vetor posição
R de uma partícula em um referencial inercial imerso
neste espaço, conforme a Fig. 2.1. O referencial S é então transformado (girado de
um ângulo φ) tal que, verificado no novo referencial S’, o vetor
R tem ainda a mesma
orientação em relação ao campo de fundo. É interessante ressaltar que, poderíamos ter,
ao invés de um campo vetorial de fundo, um campo tensorial, que poderia representar
11
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
uma anisotropia mais co mplicada. Todavia, a idéia de transformação de observador,
que é uma transformação de coordenadas, colocada de maneira simples é esta. O que
difere as transformações de partícula (transformação ativa) e de observador (passiva)
é a mudança do vetor posição da partícula em relação ao campo de fundo, que foi
girado, como na Fig. 2.2. Depois da transformação ativa realizada, o vetor
R não
tem a mesma o rientação em relação ao campo vetorial responsável pela anisotropia do
espaço-tempo [16, 17]. Ao realizar uma transformação ativa de Lorentz, sua inversa
não é mais a transformação de Lorentz inversa que se tem quando não existe uma
anisotropia do espaço-tempo. O que deve ficar claro é que a simetria de Lorentz é
violada no MPE apenas quando realizamo s uma transformação de partícula, isto é,
não há quebra da simetria de Lorentz sob transformação de observador.
Figura 2.1: Ilustração da transformaçã o de observador. O referencial é girado e o vetor
posição continua fixo em relação ao campo de fundo após a transformação.
Figura 2.2: Ilustração da trans formação de partícula. O que muda agora é o vetor posição,
o referencial continua fixo.
O tensor energia-momento, obtido da maneira usual a partir da lagrangiana
12
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
(2.5) é:
Θ
µν
= −F
µγ
F
ν
γ
+
1
4
η
µν
F
αβ
F
αβ
− (k
F
)
αβµγ
F
ν
γ
F
αβ
+
+
1
4
η
µν
(k
F
)
αβγδ
F
αβ
F
γδ
+ (k
AF
)
ν
A
α
˜
F
αµ
(2.11)
este obedece a conservação usual, ou seja, ∂
µ
Θ
µν
= 0. Os termos relacionados a (k
AF
)
quebram a invariância de calibre, diferentemente daqueles relacionados a (k
F
). Os
termos adicionais do modelo tornam Θ
µν
assimétrico. Como consequência temos a
não-conservação do momento angular e uma mudança na interpretação de suas co m-
ponentes. Como Θ
j0
= Θ
0j
, neste caso geral, Θ
j0
pode ser interpretado co mo as
componentes do vetor de Poynting generalizado, mas sua integral de volume não é
mais conservada. Isto impede diretamente a associação que se tem com Θ
0j
, que está
relacionada à densidade de momento. Diferentemente do caso usual, estas se tornam
quantidades físicas bastante diferentes, devido à quebra de Lorentz. Ainda que existam
estas contribuições extras, a energia e o momento permanecem invariantes de calibre,
pois a integração sobre todo o espaço elimina os termos advindos de (k
AF
), que são
derivadas totais [15]. A densidade de energia é dada pela componente Θ
00
e lê-se:
Θ
00
= −F
0γ
F
0
γ
+
1
4
η
00
F
αβ
F
αβ
− (k
F
)
αβ0γ
F
0
γ
F
αβ
+
1
4
η
00
(k
F
)
αβγδ
F
αβ
F
γδ
+ (k
AF
)
0
A
α
˜
F
α0
=
1
2
(
E
2
+
B
2
) − (k
F
)
0j0k
E
j
E
k
+
1
4
(k
F
)
jklm
jkp
lmq
B
p
B
q
− (k
AF
)
0
A ·
B (2.12)
os valores muito pequenos dos termos adicionais ao modelo de Maxwell, tornam a den-
sidade energia sempre positiva, mas sua integral de volume pode ser negativa, devido
aos termos associados a (k
AF
). Isto não viola a conservação da energia, mas esta deixa
de ser positiva definida podendo trazer instabilidades à teoria. Contudo, se tivermos
uma anisotropia puramente tipo-espaço, (k
AF
)
0
= 0, a energia é sempre positiva [15].
Mais informações sobre o modelo com (k
AF
)
µ
= 0 e sua aplicação em guias de ondas
podem ser encontradas na Ref. [51].
13
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
2.1.1 Peculiaridades do modelo em que (k
AF
)
µ
= 0
O segundo termo na lagrangiana em (2.5) é um termo tipo Chern-Simons [52]
3
ímpar sob a transformação CP T [14]. Restringimos esta subseção ao estudo do caso
em que a simetria CP T é preservada, ou seja, quando o termo CFJ proporcional ao
4-vetor de fundo (k
AF
)
µ
é nulo. Neste modelo encontramos várias peculiaridades, como
por exemplo, vácuo birrefringente (dois modos distintos de polarizaçã o e velocidade das
ondas eletromagnéticas no vácuo) e tensor energia-momento não simetrizável o que nos
leva a um espaço tempo anisotrópico e à não conservação do momento angular [17,27].
Nossa análise e estudo tem como foco as componentes de (k
F
)
µναβ
. Escrevemos
a lagrangiana de interesse sem fontes [53]:
L = −
1
4
F
µν
F
µν
−
1
4
(k
F
)
κλµν
F
κλ
F
µν
, (2.13)
ou explicitamente em termos dos potenciais φ e
A, e dos campos
E e
B:
L =
1
2
(
E
2
−
B
2
) +
α
2
(
E
2
+
B
2
) +
1
2
β
jk
E
E
j
E
k
+
1
2
β
jk
B
B
j
B
k
+
1
2
β
jk
EB
E
j
B
k
(2.14)
sendo que os três últimos termos possuem traço nulo.
Sabemos que o campo elétrico é impar sob paridade e o campo magnético é
par. Então, podemos identificar partes do tensor de fundo que se transformam de
maneira diferente sob paridade para que os termos somados sejam de paridades iguais,
e a lagrangiana como um todo, par sob paridade. Desta forma, podemos dividir as
componentes do tensor em setores pares e ímpares sob esta transformação e identificar
as matrizes que acoplam o s campos [15, 55]. Usando representação usada na refência
[54], estas matrizes podem redefinir os campos que aparecem nas equações de Maxwell
modificadas como uma espécie de meio homogêneo anisotrópico não dispersivo, definido
pela matriz abaixo:
3
O genuíno termo de Chern-Simons,
µνα
A
µF
ν α
, em 2+1 dimensões, preserva Lorentz, enquanto
seu correspondente, (proposto por Carrol Field e Jackiw) em 3+1 dimensões, com o parâmetro (k
AF
)
µ
,
constante (para respeitar a simetria de calibre), a covariância de Lorentz não é mais verificada.
14
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
D
H
=
1 + κ
DE
κ
DB
κ
HE
1 + κ
HB
E
B
(2.15)
sendo
(κ
DE
)
jk
= −2(k
F
)
0j0k
,
(κ
HB
)
jk
=
1
2
jpq
krs
(k
F
)
pqrs
,
(κ
DB
)
jk
= −(κ
HE
)
kj
= (k
F
)
0jpq
kpq
(2.16)
As matrizes κ
DE
e κ
DB
contém juntas 11 elementos e as matrizes κ
DB
e κ
HE
somam
juntas 8 elementos de modo que temos as 19 componentes LI do tensor k
µναβ
. Com estas
matrizes podemos definir para este modelo, os vetores deslocamento elétrico efetivo
D
e o campo magnético efetivo
H.
D = E
j
− 2(k
F
)
0j0k
E
k
+ (k
F
)
0jkl
klm
B
m
(2.17)
H = B
j
+
1
2
(k
F
)
pqrs
pqj
rsk
B
k
− (k
F
)
0mkl
jkl
E
m
(2.18)
estas equações reproduzem as equações de Maxwell para um meio material
4
, que, no
vácuo tomam a forma:
∇ ·
D = 0
∇ ×
H − ∂
t
D = 0
∇ ·
B = 0
∇ ×
E + ∂
t
B = 0
(2.19)
Por meio do vetor deslocamento elétrico, podemos escrever a relação entre o
campo elétrico e a permissividade do meio
jk
:
D
j
=
jk
E
k
(2.20)
4
Existem problemas com a analogia no modelo em que (k
AF
)
µ
é não nulo, pois a densidade de
energia Θ
00
e o vetor de Poynting Θ
j0
não são análogos ao que se tem em um meio material [15].
15
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
sendo
jk
= δ
jk
+
2
ω
2
(k
F
)
jβγk
p
β
p
γ
(2.21)
É conveniente agrupar as matrizes e enfim renomeá-las de acordo com sua trans-
formação sob paridade:
(˜κ
e+
)
jk
=
1
2
(κ
DE
+ κ
HB
)
jk
, (2.22)
(˜κ
e−
)
jk
=
1
2
(κ
DE
+ κ
HB
)
jk
−
1
3
δ
jk
(κ
DE
)
ll
, (2.23)
(˜κ
o+
)
jk
=
1
2
(κ
DB
+ κ
HE
)
jk
, (2.24)
(˜κ
o−
)
jk
=
1
2
(κ
DB
− κ
HE
)
jk
, (2.25)
˜κ
tr
=
1
3
(κ
DE
)
ll
. (2.26)
As quatro primeiras equações são matrizes 3 × 3 e a última é o traço da matriz κ
DE
.
Os índices “e” e “o” de cada matriz indicam paridade par (even) em (˜κ
e±
)
jk
e paridade
ímpar (odd) em (˜κ
o±
)
jk
. desta forma os coeficientes “β” que apareceram na equação
(2.14) estão completamente determinados. A lagrangiana para o modelo sem fontes,
em termos das matrizes com a paridade identificada é:
L
total
=
1
2
(
E
2
−
B
2
) +
˜κ
tr
2
(
E
2
+
B
2
) +
1
2
(˜κ
e+
+ ˜κ
e−
)
E ·
E −
1
2
(˜κ
e+
+ ˜κ
e−
)
B ·
B
+(˜κ
o+
+ ˜κ
o−
)
E ·
B (2.27)
Os limites de birrefringência estipulados para a ordem de grandeza de alguns
parâmetros [46,47]:
| κ
DB
− κ
HE
| 10
−32
, (2.28)
16
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
| (˜κ
o+
)
ij
|< 2 × 10
−18
, (2.29)
| (˜κ
e−
)
kl
|< 4 × 10
−18
, (2.30)
tr(˜κ
e−
) < 1, 4 × 10
−19
, (2.31)
É evidente que estes parâmetros darão correções muito pequenas nas equações de
Maxwell. Contudo, seus efeitos podem ser aumentados em situações particulares como
no confinamento da radiação, por exemplo em guias de ondas, que serão apresentados
no Capítulo 3.
A equação de movimento de interesse que deriva da lagrangiana (2.13):
∂
α
F
α
µ
+ (k
F
)
µαβγ
∂
α
F
βγ
= 0, (2.32)
com a identidade de Bianchi,
∂
µ
F
µν
= 0, (2.33)
Formam um conjunto de equações lineares no tensor F
µν
e no potencial A
µ
, que nos
dão as equações de Maxwell modificadas em que a simetria discreta CP T é preservada.
A s imetria (contínua) de calibre U(1), é preservada e, em conexão com o Teorema de
Noether, temos a carga elétrica conservada .
Assumindo o “ansatz” tipo ondas planas:
F
µν
= F
µν
e
−ip
α
x
α
, (2.34)
onde p
α
= (ω,
k), como solução de (2.33) obtém-se:
k ×
E − ω
B = 0,
k ·
B = 0 (2.35)
Estas equações definem a relação simples entre os campos. Vale notar que o campo
magnético permanece transverso à direção de propagação, sendo
k o vetor de onda.
17
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
As equações de movimento dão Leis de Coulomb e Ampère modificadas que
resolvidas para o campo elétrico tem como resultado a equação matricial [15]:
M
jk
E
k
= (−δ
jk
k
2
− k
j
k
k
− 2(k
F
)
βjγk
k
β
k
γ
)E
k
= 0, (2.36)
a relação de dispersão é obtida ao calcularmos o determinante de M
jk
. Considerando
somente termos dominantes nos parâmetros de violação, obtêm-se:
ω = (1 + ˜ρ ± ˜σ) |
k |, (2.37)
onde
˜ρ = −
1
2
˜
k
α
α
, ˜σ
2
=
1
2
(
˜
k
αβ
)
2
− ˜ρ
2
, (2.38)
em que definimos
˜
k
αβ
= (k
F
)
αµβν
k
ν
k
ν
|
k |
2
. (2.3 9)
As duas soluções para a frequência em (2.37) indicam dois estados distintos e po-
larização do campo elétrico ou seja, no vácuo temos ondas eletromagnéticas propagando-
se como se houvesse um meio ótico inativo. Isto consequentemente implica na existên-
cia de dois estados de energia distintos no vácuo que não existem na teoria usual do
eletromagnetismo [15, 17]. Nessa situação, em que consideramos apenas os termos
dominantes, as velocidade de fase, de grupo e a de transporte de energia igua lam-se:
v
grupo
= v
fase
= v
te
= c ± ˜σ (2.40)
sendo cada uma delas definidas formalmente por:
v
grupo
=
∂ω
∂k
, v
fase
=
ω
k
, v
te
=
Θ
j0
Θ
00
(2.41)
A diferença entre os dois estados na velocidade de propagação (positivo e nega-
tivo) é 2˜σ (birrefringência do vácuo). Medidas cosmoló gica s impõem os limites | ˜σ |<
10
−32
[34,54]. Medidas de polarização linear de raios gamma impõem | ˜σ |< 10
−37
[56].
18
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
Os parâmetros associados a ˜ρ que não são birrefringentes tem sido medidos por meio
de raios cósmicos de ultra alta energia, que viajam por longos intervalos de tempo
de modo que efeitos cumulativos da quebra de Lorentz podem ser evidenciados. As
medidas realizadas impõem ˜ρ < 10
−18
[57].
Um ca so particularmente interessante que também é par sob CPT, mas viola
Lorentz é quando temos as únicas componentes de (k
F
)
µναβ
sendo:
(k
F
)
µναβ
= (k
F
)
0j0k
= −
1
2
β
j
β
k
(2.42)
temos assim um conjunto de componentes relacionados pelas simetrias de (k
F
)
µναβ
. A
lagrangiana neste caso especial se torna:
L
β
=
1
2
(
E
2
−
B
2
) +
1
2
(
β ·
E)
2
. (2.43)
As equações de Maxwell modificadas não-homogêneas referentes a este modelo são:
∇ ·
E = −
β ·
∇(
β ·
E) (2.44)
∇ ×
B − ∂
t
E =
β∂
t
(
β ·
E). (2.45)
As equações advindas da identidade de Bianchi (2.33) permanecem inalteradas.
Vemos que as equações são lineares nas correções, nos campos e suas derivadas. Duas
possíveis relações de dispersão advindas destas equações são:
k
µ
k
µ
= 0, (k
e
)
µ
(k
e
)
µ
= −
(
β ×
k
e
)
2
1 +
β
2
, (2.46)
a primeira equação corresponde à relação de dispersão usual, que, em notação 3-vetorial
é ω = |
k |. A segunda corresponde a um modo “extraordinário”, com vetor de onda
(momento) diferente da usual. Fisicamente isto significa que a direção de propagação
interferirá nas características da radiação. Caso a direção seja oblíqua ao vetor de
fundo
β, a relação de dispersão será alterada [15] e consequentemente a velocidade de
grupo e de fase. Mais detalhes sobre esse modelo específico podem ser encontrados na
Ref. [43].
19
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
2.2 Submod elo em que (k
F
)
µναβ
= 0 com índices com-
pletamente distintos
Aqui nossa atenção será devotada a um submodelo fixando uma componente
ímpar sob paridade (e sob reversão temporal) sendo uma das que acarretam a bir-
refringência: (k
F
)
0123
. Ao analisar todas aquelas que se relacionam a esta por meio
das simetrias do tensor de fundo, obtemos um conjunto de equações que relacionam
suas componentes. Em particular escolhemos somente o caso em que (k
F
)
µναβ
tem
índices µ, ν, α β completamente diferentes. Assumindo isto, segue a análise de al-
guns parâmetros que acoplam o campo elétrico e o magnético na lagrangiana (2.5),
diferentemente do caso particular expresso em (2.43), em que não há um acoplamento
explícito em
E e
B. Tal submodelo, que é o foco principal desta dissertação, apresenta
correções dependendo da direção que tomamos para as ondas eletromagnéticas, como
veremos adiante nesta seção. Contudo, o confinamento revela algumas peculiaridades
e vantagens para se estudar estes parâmetros, o que é discutido no Capítulo 3.
Neste submodelo temos três componentes sendo que dois são LI relacionadas
pela simetria do tensor de Riemann e pela identidade de Bianchi para tensores de rank
4, como na equação abaixo:
(k
F
)
0123
+ (k
F
)
0312
+ (k
F
)
0231
= 0. (2.47)
Nomeando (k
F
)
0123
= ξ, (k
F
)
0312
= ρ e (k
F
)
0231
= σ. É conveniente usar estes
coeficientes para escrever as equações de Maxwell modificadas no vácuo na forma 3-
vetorial em coordenadas cartesianas:
∇ ·
E = 2ξ∂
x
B
x
− 2ρ∂
z
B
z
− 2σ∂
y
B
y
, (2.48)
20
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
∇ ×
B − ∂
t
E = (2ξ∂
t
B
x
+ 2ρ∂
y
E
z
− 2σ∂
z
E
y
)ˆx +
+ (2ξ∂
z
E
x
− 2ρ∂
x
E
z
+ 2σ∂
t
B
y
)ˆy +
+ (−2ξ∂
y
E
x
+ 2ρ∂
t
B
z
+ 2σ∂
x
E
y
)ˆz, (2.49)
∇ ·
B = 0, (2.50)
∇ ×
E + ∂
t
B = 0. (2.51)
Todas as equações apresentam correções lineares nos parâmetros que quebram
Lorentz, mesmo no limite estático. As equações advindas da identidade de Bianchi
(2.33) permanecem inalteradas. Nas duas primeiras equações apresentam os campos
como fontes para si mesmos através das novas derivadas que aparecem do lado direito.
Com as equações de Maxwell deste submodelo, podemos, tomando o rotacional das
equações (2.49) e (2.51) obter a s equações de onda para os campos elétrico e magnético,
que são:
E = −
∇L
1
− ∂
t
L
2
, (2.52)
B =
∇ ×
L
2
, (2.53)
onde o temos o escalar L
1
= 2ξ(∂
z
B
z
− ∂
x
B
x
) e o vetor
L
2
= (2ξ∂
t
B
x
+ 2ρ∂
y
E
z
−
2σ∂
z
E
y
)ˆx + +(2ξ∂
z
E
x
− 2ρ∂
x
E
z
+ 2σ∂
t
B
y
)ˆy + +(−2ξ∂
y
E
x
+ 2ρ∂
t
B
z
+ 2σ∂
x
E
y
)ˆz, que
são responsáveis pela quebra de Lorentz. Estas são equações de onda no vácuo em que
as quantidades L
1
e
L
2
carregam as correções nos campos com diferentes contribuições
nas três direções. Co ntudo, todas muito pequenas e até então, não detectadas.
Neste submodelo, o tensor energia- momento tem suas componentes Θ
0j
= Θ
j0
devido ao termo −(k
F
)
αβµγ
F
ν
γ
F
α
β
.
A componente Θ
0j
tem a contribuição de 18 componentes do objeto tensorial
de fundo vindas de −(k
F
)
αβµγ
F
ν
γ
F
α
β
que não aparecem no modelo usual de Maxwell e
acopla diferentes componentes do campo mag nético. Já Θ
j0
apresenta 6 componentes
diferentes do usual também vindas do mesmo termo −(k
F
)
αβµγ
F
ν
γ
F
α
β
. Esta diferença
21
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
traz o a copla mento entre os campos elétrico e magnético.
5
Mesmo neste ca so partic-
ular, Θ
0j
pode ser associado ao vetor de Poynting generalizado [15].
A partir do determinante da matriz M
jk
, na equação (2.36), obtemos a relação de
dispersão para nosso submodelo (somente os termos dominantes dos parâmetros foram
considerados). É interessante notar que se fizermos σ = 0, a relação de dispersão se
torna a usual, ω = ± |
k |, pois, as correções são muito pequenas e foram desconsider-
adas na obtenção da matriz M
jk
(equação 2.36) [54]. Escolhemos a onda se propagando
na direção z do espaço, o que pode ser realizado se fizermos uma transformação (ro-
tação) de partícula, tal que o vetor de onda seja k
µ
= (ω, 0, 0, k
z
). Dependendo da
escolha das co mpo nentes e da rotação de partícula podemos obter diferentes relações
dispersão vindas da equação (2.36).
Considerando agora o caso particular em que ρ = 0 o que implica em σ = −ξ,
considerando também k
µ
= (ω, 0, 0, k
z
), a matriz M
jk
se torna:
−k
µ
k
µ
−4ξ ω 0
4ξωk
z
−k
z
2
0
0 0 −k
µ
k
µ
(2.54)
ao calcular seu determinante que deve ser nulo, ganhamos a relação de dispersão que
segue,
ω
2
= k
z
2
[1 + 8ξ
2
± 4(ξ
1 + 4ξ
2
)] (2.55)
Aqui vemos que apesar de o referencial ser o mesmo em que o caso em que calculamos
anteriormente, considerando σ = 0, apareceram parâmetros quadráticos não-nulos,
ou seja correções minúsculas. Interpretamos então que, saber quais dos parâmetros
existem ou não, sig nifica que fisicamente a propagação das ondas eletromagnéticas
em alguma dada direção é diferente de outra. A velocidade de grupo e de fase são
coincidentemente iguais e ambas superiores a c por uma pequena correção que deve ser
observada com o devido cuidado.
ω
k
z
=
∂ω
∂k
z
= [1 + 8ξ
2
± 4(ξ
1 + 4ξ
2
)]. (2.56)
5
Se estivéssemos considerando o modelo completo, apareceriam també m os acoplamentos das com-
ponentes do campo elétrico com ele mesmo
22
2. Setor de radiação do Modelo Padrão Estendido: ondas livres
Em unidades SI, temos as velocidades como sendo c[1 + 8ξ
2
± 4(ξ
1 + 4ξ
2
)], onde
os sinais ± significa m os dois modos de polarização para uma mesma onda, c omo
discutido anteriormente. Vale notar que c, neste ambiente, não é uma velocidade limite
para ondas eletromagnéticas. Discussões sobre violação da causalidade e também da
unitariedade em modelos com quebra de Lorentz são encontradas nas Ref. [17,58].
23
Capítulo 3
Eletrodinâmica com quebra da
simetria de Lorentz em guias de ondas
Guias de ondas são estruturas que guiam ondas tais como ondas acústicas ou
eletromagnéticas. Os guias de o ndas eletromagnéticas, que são de pa rticular interesse
nesta dissertação, são tubos metálicos ocos ou preenchidos com material dielétrico com
uma geometria tal que permita o co nfinamento e transporte de ondas eletromagnéti-
cas. Neste capítulo são apresentados os resultados originais deste trabalho, obtidos da
eletrodinâmica que viola Lorentz, mas é par sob CP T , cujos resultados se reduzem aos
conhecidos da eletrodinâmica de Maxwell quando os parâmetros de violação se anulam.
São feitas discussões sobre os contrastes entre o modelo com e sem quebra de Lorentz
em dois tipos de guias de ondas que compo rtam diferentes modos. Na primeira seção
tratamos o guia de onda retangular. Estudamos as equações diferenciais que governam
a dinâmica dos campos no guia e como as correções interferem na possibilidade dos
modos transverso elétrico (TE) e transverso magnético (TM). Discutimos os resultados
e consequências físicas dos parâmetros de violação. Na segunda seção é tratado o guia
de onda do tipo cabo coaxial e os modos transverso eletromagnético (TEM). Condições
de contorno desse guia, relação de dispersão, vetor de Poynting e potência dissipada
são computados, discutidos e comparados com os resultados da eletrodinâmica usual.
24
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
3.1 Eletrodinâmica modificada aplicada ao guia de
onda retangular
Num guia de onda retangular,ilustrado na Fig. 3.1, as o ndas eletromagnéticas
se propag am em seu interior (também chamada cavidade do guia), assumiremos seu
comprimento infinito (na direção z), de modo que não haj a efeitos de borda. Admitire-
mos que as paredes do guia são perfeitamente condutoras (ou seja, de condutividade
infinita), de modo que o c ampo elétrico paralelo às paredes se anula, assim como o
campo magnético perpendicular a estas também se anula, o que formalmente, decorre
das condições de contorno, que são consequência das equações de Maxwell homogênea s
(inalteradas pela quebra da simetria de Lorentz). Sendo escritas:
E
=
0.
B
⊥
= 0.
(3.1)
As fronteiras do guia (em coordenadas cartesianas) conforme a Fig. 3.1, sã o os planos:
x = 0, x = a e y = 0, y = b (3.2)
Figura 3.1: Guia de onda retangular, de seções retas a e b ao longo de x e y, respectivamente.
É razoável supor as formas gerais para os campos no guia retangular, para ondas
na direção z (k = k
z
) do guia como ondas planas que podem, em princípio, não serem
as formas das soluções exatas das equações de Maxwell modificadas, contudo, por
simplicidade tomaremos como prosposta de solução, para cada campo, o " ansa tz" [42]:
E =
E
0
(x, y)e
i(kz−ω t)
(3.3)
25
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
B =
B
0
(x, y)e
i(kz−ω t)
(3.4)
sendo
E
0
(x, y) = (E
x
ˆx + E
y
ˆx + E
z
ˆx) (3.5)
B
0
(x, y) = (B
x
ˆx + B
y
ˆx + B
z
ˆx) (3.6)
nesta proposta, as co rreções estariam associadas às componentes das amplitudes transver-
sais E
0
(x, y) e B
0
(x, y) que contém os campos transversos à direção do movimento e
as componentes axiais. As correções devem contribuir via relação de dispersão entre ω
e k.
Devido à dificil resolução das equações no guia de onda retangular, iremos ado-
tar um submodelo mais simples, em que faremos σ = 0. Simplificações necessárias
para tratar o problema e obter todas as correções possíveis dentro desta análise. In-
troduzindo a condição extra aos parâmetros: σ = 0 o que implica ρ = −ξ, obteremos
por meio de (3.3) e (3.4) os campos transversos e as equações para os campos axiais.
3.1.1 Submodelo com σ = 0
Substituindo as equações (3.3) e (3.4) nas equações de Maxwell modificadas
obtemos três equações advindas da "Lei de Faraday"(2.51):
∂
y
E
z
− ikE
y
= iωB
x
(3.7)
ikE
x
− ∂
x
E
z
= iωB
y
(3.8)
∂
x
E
y
− ∂
y
E
x
= iωB
z
, (3.9)
E outras três advindas da "Lei de Ampère"(2.49):
∂
y
B
z
− ikB
y
+ iωE
x
= −2ξ(iωB
x
+ ∂
y
E
z
) (3.10)
ikB
x
− ∂
x
B
z
+ iωE
y
= 2ξ(ikE
x
+ ∂
x
E
z
) (3.11)
26
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
∂
x
B
y
− ∂
y
B
x
+ iωE
z
= 2ξ(−∂
y
E
x
+ iωB
z
), (3.12)
Com as equações (3.7), (3.8), (3.10) e (3.11) encontramos os campos transversos
à direção do movimento das ondas em função das derivadas das componentes axiais:
E
x
=
i
C
(Ak − 4ξ
2
ω
2
k)∂
x
E
x
+ (4ξω
3
− 2ξωk
2
)∂
y
E
z
− 2ξω
2
k∂
x
B
z
+
+Aω∂
y
B
z
(3.13)
E
y
=
i
C
(4ξω˛2 − 2ξω
3
)∂
x
E
z
+ (Ak + 8ξ
2
ω
2
k)∂
y
E
z
− Aω∂
x
E
z
+
+2ξω
2
k∂
y
B
z
(3.14)
B
x
=
i
C
(2ξω
2
k − 4ξk
3
)∂
x
E
z
− (ωA − 4ξ
2
ωk
2
)∂
y
E
y
+ Ak∂
x
B
z
−
−2ξωk
2
∂
y
B
z
(3.15)
B
y
=
i
C
(ωA − 8ξ
2
ωk
2
)∂
x
E
z
+ (4ξω
2
k − 2ξk
3
)∂
y
E
z
− 2ξωk
2
∂
x
B
z
+
+Ak∂
y
B
z
(3.16)
Em que definimos, A = ω
2
− k
2
e C = A
2
− 4ξ
2
ω
2
k
2
. Neste submodelo temos
várias correções de diferentes ordens. Substituindo estes campos nas equações (3.9) e
(3.12), iso lando as componentes axiais e suas derivadas, obtemos as equações diferen-
ciais que determinam a dinâmica de E
z
e B
z
:
A∂
2
x
B
z
+ A∂
2
y
B
z
+ (2ξω
2
− 4ξk
2
)∂
2
x
E
z
+ (4ξω
2
− 2ξk
2
)∂
2
y
E
z
−
−4ξ
2
ωk∂
x
∂
y
B
z
− 12ξ
2
ωk∂
x
∂
y
E
z
+ CB
z
= 0 (3.17)
27
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
(A − 8ξ
2
k
2
)∂
2
x
E
z
+ (A − 8ξ
2
ω
2
)∂
2
y
E
z
− 2ξk
2
∂
2
x
B
z
+ (2ξω
2
− 4ξk
2
)∂
2
y
B
z
+
+(4ξωk − 8ξ
3
ωk)∂
x
∂
y
E
z
− 4ξ
2
ωk∂
x
∂
y
B
z
+ CE
z
+ 2ξCB
z
= 0 (3.18)
Diferentemente do caso usual, as equações são acopladas. Os parâmetros apare-
cem com ordens diferentes de correção em cada equação diferencial. Uma dificuldade
adicional são as condições de contorno que são diferentes para cada campo, sendo bas-
tante complicado garantir a consistência das equações e encontrar uma solução (ou
conjunto de soluções, caso existam) que obedeçam tanto (3.17) quanto (3.18).
Verifica-se que, se ξ → 0, temos C → A
2
e com isto as equações se tornam
as usuais conhecidas na literatura [59–61], respectivamente: (∇
2
t
+ A)B
z
= 0 e (∇
2
t
+
A)E
z
= 0. Sendo ∇
2
t
= ∂
2
x
+ ∂
2
y
o operador laplaciano transverso.
Se B
z
= 0, temos o modo chamado transverso magnético (TM), E
z
= 0, temos
o modo transverso elétrico (TE), que podem ser também entendidos por meio de uma
análise dos potenciais φ, e
A, que mostram como as correntes elétricas se movem nas
paredes do guia de onda retangular [62]. É possível fazer uma análise alternativa do
problema na eletrodinâmica usual no guia retangular utilizando as partes transversal
e longitudinal do potencial vetor:
A =
A
L
+
A
T
. Em tal análise o modo TM, equivale
dizer que as correntes e o potencial vetor se orientam ao longo do guia (direção z).
No modo TE, as correntes são perpendicularesà direção do guia. Resultados deste
tratamento na eletrodinâmica usual podem ser vistos na Ref. [62].
Modo transverso magnético
No modo transverso magnético (TM), a componente axial do campo magnético
se anula. O potencial escalar φ se anula nas paredes do guia quando se aplica a condição
de contorno (3.1), todavia a densidade superficial de carga não se anula [62].
Neste modelo com quebra de Lorentz no modo TM, diferentemente do caso usual
temos duas equações diferenciais para a componente axial elétrica, que são obtidas
fazendo-se B
z
= 0 em (3.17) e (3.18):
28
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
(ω
2
− 2k
2
)∂
2
x
E
z
+ (2ω
2
− 2k
2
)∂
2
y
E
z
− 6ξωk∂
x
∂
y
E
z
= 0 (3.19)
(A − 8ξ
2
k
2
)∂
2
x
E
z
+ (A − 8ξ
2
ω
2
)∂
2
y
E
z
+ (4ξωk − 8ξ
3
ωk)∂
x
∂
y
E
z
+
+CE
z
= 0 (3.20)
No caso usual, a primeira equação seria completamente anulada, pois ela vem
de termos que seriam nulos. Todavia assumindo que ξ = 0, não se recupera mais
o caso usual e as equações não possuem uma solução que satisfaça as condições de
contorno corretamente (exceto a solução trivial). Substituindo (3.19) em 3.20 temos
uma equação apenas:
A − 8ξ
2
k
2
+
2
3
(1 − 4ξ
2
)(ω
2
− 2k
2
)
∂
2
x
E
z
+
A − 8ξ
2
ω
2
+
2
3
(1 − 4ξ
2
)(2ω
2
− k
2
)
∂
2
y
E
z
+
+CE
z
= 0 (3.21)
Esta equação é macroscopicamente diferente do caso usual, ou seja, o fato do
parâmetro de violação ser não nulo implica numa mudança no vetor de onda, veloci-
dade de fase e de grupo em valores grandes (correções que não são observadas), em
consequência da equação (3.19). A solução de (3.21) é a mesma da eletrodinâmica
usual, uma vez que a forma da equação é a mesma:
E
z
= E
0
sen(mπx/a)sen(nπy/b) (3.22)
em que m e n são números inteiros, mπ/a = k
x
e nπ/b = k
y
são as componentes
transversas do vetor de onda na eletrodinâmica usual, obtidos ao usar o método de
separação de variáveis na equação (3.21). Apesar da solução (3.22) satisfazer a equação
(3.21), ela não satisfaz (3.19) e (3.20). Temos assim inconsistências físicas e interpre-
tamos que podem haver várias possiblidades para o caso, a saber: não haver um modo
puramente transverso magnético, ou seja, a componente do campo magnético pode
não ser completamente nula, contudo, extremamente pequena, de modo que não seja
29
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
possível fazer B
z
= 0. Outra possibilidade é que as soluções propostas inicialmente
(3.3) e (3.4) não tragam todas as correções ou simplesmente não são as formas corretas
das soluções, uma vez que estas têm se mostrado serem boa s soluções para métodos
perturbativos (aproximados), aplicados à eletrodinâmica CP T -par, não sendo tomada
como uma solução exata do problema [42]. Ou ainda podemos interpretar que o modelo
proposto (com σ = 0) não faz sentido físico.
Modo transverso elétrico
Neste modelo com quebra de Lorentz e sendo E
z
= 0, diferentemente do caso
usual e como no modo TM na seção anterior, temos duas equações diferenciais para a
componente axial magnética:
A∂
2
x
B
z
+ A∂
2
y
B
z
− 4ξωk∂
x
∂
y
B
z
+ CB
z
= 0 (3.23)
− k
2
∂
2
x
B
z
+ ω
2
∂
2
y
B
z
− 2ξωk∂
x
∂
y
B
z
− CB
z
= 0 (3.24)
Neste modo, também temos equações que não possuem soluções que respeitem as
condições de contorno (3.1). Substituindo o termo com derivadas em relação a x e a y
da equação (3.23) em (3.24), temos uma equação apenas:
(ω
2
+ k
2
)∂
2
x
B
z
+ (k
2
− ω
2
)∂
2
y
B
z
+ 3CB
z
= 0 (3.25)
As solução de (3.25) é também da forma usual:
B
z
= B
0
cos(mπx/a)cos(nπy/b) (3.26)
Analogamente à seção anterior para o campo elétrico axial, há inconsistências entre as
equações (3.23) e (3.24). Não há soluções satisfatórias e não há relação de dispersão que
faça sentido físico, uma vez que o pa râmetro ξ é assumido como não-nulo. A relação
de dispersão vinda de (3.25), não faz sentido físico:
(ω
2
+ k
2
)k
2
x
+ (k
2
− ω
2
)k
2
y
+ 3[(ω
2
− k
2
)
2
− 4ξ
2
ω
2
k
2
] = 0 (3.27)
30
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
Estes resultados s ão importantes para compararmos com a próxima seção em
que σ = 0 e aparecem mais restrições no mo delo . Uma possibilidade é que o parâmetro
σ não possa ser nulo, pois não corresponde fisicamente ao que se espera, ou senão,
numa outra interpretação, não há modos puramente TE ou TM (com campos axiais
identicamente nulos), sendo os campos de valor muito pequeno. De acordo com esta
interpretação, fazem sentido apenas as equações para E
z
= 0 e B
z
= 0 que recobrem
perfeitamente o caso usual e, se resolvidas (o que não é ta refa simples) podem, talvez
levar a uma relação de dispersão que concorde com o caso usual com pequenas correções,
que é o que se espera, já que os resultados da eletrodinâmica usual corroboram todos
os experimentos feitos. Para entender melhor os resultados, temos que analisar o caso
com os três parâmetros não nulos.
3.1.2 Submodelo com ξ = 0, ρ = 0 e σ = 0 aplicada ao guia
retangular
Nesta seção estudaremos o caso mais geral em que os três parâmetros associados
à quebra da simetria de Lorentz são nã o-nulos. Entretanto, devido à complexidade
das equações para este caso, consideraremos somente as contribuições dominantes nos
parâmetros que quebram Lorentz.
Analogamente ao que foi feito na seção anterior, substituindo o “ansatz” de
ondas planas na “Lei de Ampère", (2.49), (em que σ = 0) obtemos:
∂
y
B
z
− ikB
y
+ iωE
x
= −2ξiωB
x
+ 2ρ∂
y
E
z
− 2σikE
y
(3.28)
ikB
x
− ∂
x
B
z
+ iωE
y
= 2ξikE
x
− 2ρ∂
x
E
z
− 2σiωE
y
(3.29)
∂
x
B
y
− ∂
y
B
x
+ iωE
z
= −2ξ∂
y
E
x
− 2ρiωB
z
+ 2σ∂
x
E
y
(3.30)
As equações advindas da "lei de Faraday", (3.7), (3.8) e (3.9) permanecem
inalteradas. Neste caso o s ca mpos tranversos são:
31
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
E
x
=
i
A
2
[Ak∂
x
E
x
+ (−2ρAω − 2σωk
2
+ 2ξω
3
)∂
y
E
z
− (2σω
2
k − 2ξω
2
k)∂
x
B
z
+
+Aω∂
y
B
z
] (3.31)
E
y
=
i
A
2
[(2ξωk
2
+ 2ρAω + 2σω
3
)∂
x
E
z
+ Ak∂
y
E
z
− Aω∂
x
E
z
+ (2ξω
2
k −
−2σω
2
k)∂
y
B
z
] (3.32)
B
x
=
i
A
2
[(2ξk
3
+ 2σω
2
k − 2ρAk)∂
x
E
z
− Aω∂
y
E
z
+ Ak∂
x
B
z
+ (−2ξωk
2
+
+2σωk
2
)∂
y
B
z
] (3.33)
B
y
=
i
A
2
[Aω∂
x
E
z
+ (−2ρAk − 2σk
3
+ 2ξω
2
k)∂
y
E
z
+ (2σωk
2
− 2ξω
2
)∂
x
B
z
+
+Ak∂
y
B
z
] (3.34)
Aqui vemos que as correções dominantes são todas lineares. Usando as equações
(3.30) e (3.9), obtemos as equações diferenciais para as componentes axiais, que detr-
minam a dinâmica dos campos:
(∂
2
x
+ ∂
2
y
+ ω
2
− k
2
)E
z
+
2σk
2
− 2ξk
2
ω
2
− k
2
+ 2σ
∂
2
x
B
z
+
2ξk
2
− 2σk
2
ω
2
− k
2
+ 2ξ
∂
2
y
B
z
+
+
4ξωk
ω
2
− k
2
∂
x
∂
y
E
z
+ 2ρ(ω
2
− k
2
)B
z
= 0 (3.35)
(∂
2
x
+ ∂
2
y
+ ω
2
− k
2
)B
z
+
2σω
2
+ 2ξk
2
ω
2
+ k
2
− 2ρ
∂
2
x
E
z
+
2ξω
2
− 2σk
2
ω
2
− k
2
− 2ρ
∂
2
y
E
z
+
+
4(σ − ξ)ωk
ω
2
− k
2
∂
x
∂
y
B
z
= 0 (3.36)
Diferentemente do caso usual temos um sistema de equações diferenciais lineares
de segunda ordem acopladas. Estas equações recobrem o caso usual quando os três
32
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
parâmetros se anulam. Todavia, não se pode dizer que os três necessariamente devem
ser nulos simultaneamente. Até aqui poderíamos escolher qualquer submodelo com
ξ = 0 ou ρ = 0 ou σ = 0, sempre respeitanto a simetria da equação (2.47), que proíbe
que o s três parâmetros tenham o mesmo sinal e também proíbe que dois parâmetros
seja nulos e um não. As soluções (caso existam) de (3.35) e (3.36), que respeitem as
condições de contorno do guia de onda, não são simples de serem obtidas analiticamente
e mesmo numericamente, uma vez que os parâmetros de quebra são muito pequenos
e seria difícil analisar diferenças entre o caso usual e estes resultados, por exemplo
graficamente, o que justifica o trabalho analítico na busca por modos de propagação
como os modos transverso elétrico e magnético, que têm equações mais simples.
Modo transverso magnético
As equações diferenciais para a componente axial elétrica neste modo são:
(∂
2
x
+ ∂
2
y
+ ω
2
− k
2
)E
z
+
4ξωk
ω
2
− k
2
∂
x
∂
y
E
z
= 0 (3.37)
2σω
2
+ 2ξk
2
ω
2
+ k
2
− 2ρ
∂
2
x
E
z
+
2ξω
2
− 2σk
2
ω
2
− k
2
∂
2
y
E
z
= 0 (3.38)
A diferença do modelo em que σ = 0 é que as duplas de equações (3.37) e (3.38)
têm formas distintas, o que mostra que as equações são independentes com soluções
distintas, o que não faz sentido já que a componente axial é a mesma. Se recupera o
caso usual se o s três parâmetros forem nulos. Então neste modo cada equação acarreta
consequências físicas diferentes. A equação (3.37) leva uma relação de dispersão com
uma pequena correção: −k
2
x
− k
2
y
+ ω
2
− k
2
+
4ξωk
ω
2
−k
2
k
x
k
y
= 0, que respeita o caso usual
no limite em que os parâmetros são nulos: −k
2
x
+ −k
2
y
+ ω
2
− k
2
= 0, (apenas ξ = 0
recobre o caso usual neste caso em particular). A frequência de corte é a usual (como
no apêndice A). Entretanto, a equação (3.38) leva a uma frequência de corte nula,
ω
mn
= 0, o que não se observa experimentalmente. Analisemos algumas consequências
da equação (3.38), cuja solução é a usual e implica na relação:
33
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
ω
2
= k
2
(ξ − ρ)k
2
x
− (ρ − σ)k
2
y
(ξ − ρ)k
2
y
− (σ + ρ)k
2
x
(3.39)
que levam à velocidades de fase e grupo coincidentemente iguais:
v
fase
= v
grupo
= ±
(ξ − ρ)k
2
x
− (ρ − σ)k
2
y
(ξ − ρ)k
2
y
− (σ + ρ)k
2
x
(3.40)
Não podemos mais anular os parâmetros simultaneamente. Estes resultados
estão em desacordo com a eletrodinâmica usual. Interpreta-se que: pode não haver um
modo puramente TM, como também verificamos no modelo com σ = 0, ou as soluções
tipo ondas planas propostas não correspondem às soluções corretas do problema.
Modo tranverso elétrico
Neste modo, as equações diferenciais para a componente axial magnética são:
2σk
2
− 2ξk
2
ω
2
− k
2
+ 2σ
∂
2
x
B
z
+
2ξk
2
− 2σk
2
ω
2
− k
2
+ 2ξ
∂
2
y
B
z
+ 2ρ(ω
2
− k
2
)B
z
= 0 (3.41)
(∂
2
x
+ ∂
2
y
+ ω
2
− k
2
)B
z
+
4(σ − ξ)ωk
ω
2
− k
2
∂
x
∂
y
B
z
= 0 (3.42)
Neste modo também temos equações com formas distintas, o que implica em
soluções diferentes e relações de dispersão distintas. A frequência de corte vinda da
equação (3.42) é a usual (como no Apêndice A). A equação (3.41) leva à relação:
ω
2
= k
2
+
σ
ρ
k
2
x
+
ξ
ρ
k
2
y
(3.43)
A frequência de corte, as velocidades de fase e grupo são respectivamente:
˜ω
mn
=
σ
2ρ
k
2
x
+
ξ
2ρ
k
2
y
(3.44)
v
fase
=
1 − (˜ω
mn
/ω)
2
(3.45)
34
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
v
grupo
= 1/
1 − (˜ω
mn
/ω)
2
(3.46)
Fazer os três parâmetros de quebra iguais não faz sentido conforme a simetria
(2.47), o que mostra que a f requência de corte está em desacordo com o resultado usual.
Também verfica-se que os três parâmetros não podem ser nulos em (3.34), pois assim
teríamos uma indeterminação, isto acontece devido ao fato de termos assumido que o s
parâmetros são não-nulos em (3.35) e (3.36), e assim não se pode mais tomar o limite
da eletrodinâmica usual. Nossa análise nos mostra que, de acordo com as soluções
tipo ondas pla nas (3.3) e (3.4) que propomos, não podem haver modos nem TE nem
TM nesta eletrodinâmica modificada que estudamos, pois estes modos implicariam
em quantidades como vetor de onda, frequência em discordância com os resultados
conhecidos [59–61]. Carece de maior investigação, as equações (3.3 5) e (3.36), que po-
dem trazer resultados fisicamente compatíveis com os usuais (com pe quenas correções,
espera-se) se solucionadas em acordo com a s condições de contorno do guia retangular.
3.2 Eletrodinâmica modificada aplicada ao guia de
onda tipo cabo coaxial
Nesta seção trataremos de um tipo de confinamento que se dá no interior de
um guia de onda tipo cabo coaxial. Este consiste de um lo ngo cilindro condutor
reto, de raio a envolto por uma superfície cilíndrica também condutora, oca de raio
constante b e seção transversal também constante, sendo b > a conforme a Fig. 3.2. No
cabo coaxial podemos ter ondas eletromagnéticas se propagando nos modos transverso
eletromagnético (TEM), caracterizado pelas nulidades das componentes dos campos
elétricos e magnéticos na direção do g uia, ou seja, E
z
= B
z
= 0. Uma breve discussão
e principais de resultados do eletromagnetismo de Maxwell neste tipo de geometria
podem ser encontrados no Apêndice B. Informações adicionais podem ser encontrados
nos livros texto [59–61].
Reescrevendo-se as equações de Maxwell modificadas, (com ξ = 0, ρ = 0 e
σ = 0), temos:
35
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
Figura 3.2: Guia de onda tipo cabo coaxial, sendo z a coordenada axial do guia ao lon go do
qual as ondas se propagam.
∇ ·
E = 2ξ∂
x
B
x
− 2ρ∂
z
B
z
− 2σ∂
y
B
y
(3.47)
∇ ×
B − ∂
t
E = (2ξ∂
t
B
x
+ 2ρ∂
y
E
z
− 2σ∂
z
E
y
)ˆx +
+ (2ξ∂
z
E
x
− 2ρ∂
x
E
z
+ 2σ∂
t
B
y
)ˆy +
+ (−2ξ∂
y
E
x
+ 2ρ∂
t
B
z
+ 2σ∂
x
E
y
)ˆz (3.48)
∇ ·
B = 0 (3.49)
∇ ×
E + ∂
t
B = 0 (3.50)
Iremos supor soluções gerais do tipo:
E(x, y, z, t) =
E
0
(x, y)e
i(kz−ω t)
(3.51)
B(x, y, z, t) =
B
0
(x, y)e
i(kz−ω t)
(3.52)
Fazendo E
z
= B
z
= 0 e substituindo (3.51) e (3.52) nas equações de Maxwell, obtemos
as correções na relação de dispersão, e por meio desta, calculamos as velocidades de
grupo e de fase, considerando a penas correções em ordem dominante (aqui em primeira
ordem) dadas por:
ω = ± |
k | (1± | ξ − σ |) + O(| ξ − σ |
2
) (3.53)
v
grupo
= v
fase
= ±c(1± | ξ − σ |) + O(| ξ − σ |
2
) (3.54)
36
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
Temos dois valores para as velocidades (dois modos de propagação), sendo que um
deles é supraluminal. O parâmetro ρ não aparece explicitamente nas correções. Este
fato não traz nenhuma imposição sobre este parâmetro, que em princípio pode ser nulo
ou não conforme a simetria (2.47) que traz a dependência entre os três parâmetros,
digo ξ + ρ + σ = 0.
Por uma questão de simplicidade, iremos supor soluções das equações (3.47)-
(3.50) como as soluções das equações da eletrostática e magnetostática em coordenadas
cilíndricas (como no Apêndice B), com correções na frequência dada na relação de
dispersão. Depois de uma expansão em série de potências, considerando apenas as
correções dominantes, a parte real de cada campo toma a forma:
1
E =
A
0
cos (kz − ω
t)ˆs
s
±
| ξ − σ | A
0
ω
t(kz − ω
t)ˆs
s
+ O(| ξ − σ |
2
) (3.55)
B =
A
0
cos (kz − ω
t)
ˆ
φ
cs
±
| ξ − σ | A
0
ω
t(kz − ω
t)
ˆ
φ
cs
+ O(| ξ − σ |
2
) (3.56)
Em que ω
= ± |
k | a frequência que se obtém na eletrodinâmica usual. Usando
as equações (3.55) e (3.56) obtemos as médias temporais do vetor de Poynting e a
potência total irradiada com correções dominantes:
S =
A
2
2cs
2
[1∓ | ξ − σ | cos(2kz)] + O(| ξ − σ |
2
) (3.57)
A potência irradiada (média temporal) calculada usando o vetor de Poynting é:
P =
πA
2
c
ln
b
a
[1∓ | ξ − σ | cos(2kz)] + O(| ξ − σ |
2
) (3.58)
Vemos que tais quantidades têm seus valores diminuídos ou aumentados por
pequenas correções lineares nos parâmetros de quebra. Atentando-se à co o rdenada
radial s, vemos que podemos obter valores mais discrepantes da eletrodinâmica usual
se o guia de onda for de raio extremamente pequeno. Isto se deve ao fa to que os
parâmetros associado à quebra de Lorentz até então não foram detectados e os valores
1
Aqui os campos são apresentados em unidades SI, pois assim fica evidente a diferença entre eles.
37
3. Eletrodinâmica com quebra da simetria de Lorentz em guias de ondas
mais confiáveis obtidos de medidas cos mológ icas impõem limites da ordem de 10
−32
(conforme foi mencionado no Capítulo 2, equação (2.28). Por exemplo, um guia com
raio s ∼ 10
−8
m levaria a correções na irradiância por um fator de 10
16
× [| ξ − σ |
cos(kz)]. A contribuição associada à quebra de Lorentz pode ser evidenciada também
pela oscilação dos valores tanto da irradiância como da potência na direção do guia,
pois o termo ∝ cos(kz) não aparece nos resultados usuais. Tais diferenças possibilitam
impor limites experimentais para os parâmetros de quebra, ou detectá-los.
38
Capítulo 4
Conclusões e perspectivas
Nesta dissertação, revisamos propriedades básicas do setor de radiação do Mod-
elo Padrão Estendido e estudamos alguns submodelos advindos deste. Investigamos o
termo da lagrangiana (2.5) que possui um objeto tipo campo tensorial de fundo con-
stante. Este termo viola a simetria de Lorentz sob transformação de partícula, mas
respeita CP T . As ondas livres desta eletrodinâmica têm relações de dispersão cor-
rigidas por pequenos parâmetros que violam Lorentz, o que depende da direção de
propagação que muda a dependência em relação às componentes do objeto tensorial
(k
F
)
µναβ
. Restringimo-nos ao estudo de três parâmetros que acoplam o campo elétrico
ao campo magnético na lagrangiana (2.5). Ao entender o papel dos parâmetros deste
submodelo e obtermos as equações de Maxwell modificadas, aplicamo-las a dois tipo s
de confinamento: o guia de onda tipo cabo coaxial e o guia de onda retangular.
Ao aplicarmos o submodelo com σ = 0 ao guia de onda retangular, encon-
tramos os campos transversos em termos das amplitudes axiais e por fim escrevemos
duas equações diferenciais apenas, cujas soluções são as componentes axiais dos ca m-
pos. Procuramos por soluções para os modos transverso elétrico (quando Ez = 0) e
transverso magnético (quando Bz = 0). Não sendo possível obter completamente os
resultados da eletrodinâmica de Maxwell nestes modos quando o parâmetro ξ é an-
ulado. Concluímos que, podem não existir modos em que componentes dos campos
se anulem completamente na direção do movimento, e assim existir pequenos valores
de campo que obedecem as equações diferenciais (3.17) e (3.18), mas que são soluções
39
4. Conclusões e perspectivas
difíceis de serem obtidas. Nossa análise do caso com três parâmetros não nulos mostra
que, se assumirmos que as soluções que propomos tipo ondas planas (3.3) e (3.4) sã o
soluções exatas do problema, não podem haver modos nem TE nem TM nesta eletrod-
inâmica modificada que estudamos, pois estes modos implicariam em quantidades que
não fazem sentido físico . Carece de maior investigação, as equações (3.35) e (3.36),
para E
z
= 0 e B
z
= 0 que podem trazer resultados fisicamente corretos se so lucionadas
de acordo com as condições de contorno do guia retangular.
No guia de onda tipo cabo coaxial que permite a propagação de ondas eletromag-
néticas no modo transverso eletromagnético (TEM), obtemos resultados advindos das
equações de Maxwell modificadas com os três parâmetros associados à quebra Lorentz
sendo não-nulos. As quantidades que calculamos trazem pequenas correções cujas
principais diferenças do caso usual são correções dominantes lineares nos parâmetros.
Contudo, a irradiância pode ter seus efeitos aumentados se o raio do g uia for muito
pequeno (∼ 10
−8
m, por exemplo). E seus efeitos podem ser mais discrepantes também,
ao levarmos em conta a oscilação dos valores na direção z do guia, o que não acon-
tece no caso usual. Os resultados podem ajudar a detecção dos valores associados aos
parâmetros, ou obter novos limites para estes, uma vez que a nanotecnologia permite
a construção de aparatos em escala pequena o suficiente para que tais medidas sejam
feitas.
Uma proposta de estudo futuro é a aplicação das equações de Maxwell modifi-
cadas do modelo que estudamos a cavidades ressonantes, em particular uma cavidade
com geometria toroidal permitiria entender como os parâmetros de violação interferem
na maneira como as ondas eletromagnéticas se comportam neste tipo de confinamento
em um ambiente em que não só a geometria difere dos guias de ondas mas também a
topologia.
40
Apêndice A - Alguns resultados da
Eletrodinâmica usual no guia de onda
retangular
Tais condições são advindas das equações de Maxwell homogêneas. Se tivermos
ondas monocromáticas que se propagam na direção z que escolhemos como sendo o
eixo do guia. Temos campos com a forma:
E(x, y, z, t) =
E
o
(x, y) e
i(kz−wt)
B(x, y, z, t) =
B
o
(x, y) e
i(kz−wt)
(A.1)
Sendo
E
o
(x, y) e
B
o
(x, y) as amplitudes dos campos, que só dependem de x e y.
Podemos reescrevê-las da seguinte forma:
E
o
= E
x
ˆx + E
y
ˆy + E
z
ˆz,
B
o
= B
x
ˆx + B
y
ˆy + B
z
ˆz (A.2)
Considerando a forma geral para ondas planas, eqs. (A.1), como s oluções das
equações de Maxwell na ausência de fontes, podemos então determinar as amplitudes
dos camp o s, eqs. (A.2), para essas equações e desta maneira determinaremos os campo
elétrico e magnético, dados pelas eqs. (A.1). Uma maneira de fazer iss o é utilizar (A.1)
nas equações para as componentes x e y para o rotacional de
E(x, y, z, t) e
B(x, y, z, t),
e por conseguinte, escrever as componentes x e y das amplitudes dos campos (A.2), em
função da componentes na direção z e suas derivadas:
41
4. Conclusões e perspectivas
E
x
=
i
ω
2
−k
2
(k∂
x
E
z
+ ω∂
y
B
z
)
E
y
=
i
ω
2
−k
2
(k∂
y
E
z
− ω∂
x
B
z
)
B
x
=
i
ω
2
−k
2
(k∂
x
E
z
− ω∂
y
B
z
)
B
y
=
i
ω
2
−k
2
(k∂
y
E
z
+ ω∂
x
B
z
)
(A.3)
Substituindo novamente nas equações de Maxwell restantes se obtêm as equações
diferenciais lineares e desacopladas para os campos axiais:
(∂
2
x
+ ∂
2
x
+ ω
2
− k
2
)E
z
= 0 (A.4)
(∂
2
x
+ ∂
2
x
+ ω
2
− k
2
)B
z
= 0 (A.5)
Modo transverso magnético (TM)
A equação que determina a forma dos campos a xiais neste caso é (A.5). As
soluções E
z
(x, y) para esta equação são bem conhecidas [59–61]. Aplicando as condições
de contorno (3.1), obtemos:
E
z
= E
0
sen(mπx/a) sen(nπy/b) (A.6)
em que m e n são números inteiros e E
0
é uma constante com dimensão do campo
elétrico.
A relação de dispersão é
ω
2
= k
2
+ (mπ/a)
2
+ (nπ/b)
2
(A.7)
A frequência de corte ω
mn
, que limita inferiormente os valores possíveis de fre-
quência para as ondas do guia é:
ω
mn
= π
m
a
2
+
n
b
2
(A.8)
42
4. Conclusões e perspectivas
O modo de menor frequência é ω
10
= π/a. Para frequências abaixo deste valor
as ondas não se propagam no guia de onda em questão, pois isto leva um vetor de onda
imaginário, o que significa uma atenuação.
A velocidade de fase e de grupo em unidades SI são:
v
fase
=
ω
k
= c
1
1 − (ω
mn
/ω)
2
> c (A.9)
v
g
=
1
dk/dω
= c
1 − (ω
mn
/ω)
2
< c (A.10)
Aqui vemos que a velocidade de fase é superior à velocidade da luz no vácuo. A
velocidade de grupo é mesma velocidade de transporte de energia e é inferior à c.
Modo transverso elétrico (TE)
No modo chamado TE em que a componente E
z
do campo elétrico se anula.
Temos a seguinte solução para (A.4) dadas as condições de contorno do guia (3.1)
B
z
= B
0
cos(mπx/a) cos(nπy/b) (A.11)
em que m e n são números inteiros e B
0
é constante com dimensão de campo magnético.
A relação de dispersão continua a mesma logo a frequência de corte, velocidade
de fase e de grupo são as mesmas da seção anterior.
Sobre as soluções da eletrodinâmica usual
As soluções destas equações diferenciais são bem conhecidas na literatura, tanto
para o caso geral quanto para os modos TE e TM que são mais simples, usando as
condições de contorno (3.1) [17,60,61].
Uma interpretação alternativa vinda de um tratamento de mecânica quântica
relativística, permite escrever as equações de Maxwell na forma espinorial, uma equação
tipo-Dirac, cujas soluções pos síveis são bi-espinores que carregam os campos
E e
B.
Este tipo de análise permite interpretar fisicamente que o comportamento das ondas
43
4. Conclusões e perspectivas
dentro de um guia de onda é similar à ondas de matéria de de Broglie e os fó tons
guiados podem ser tratados como partículas massivas livres. Outras possíveis origens
para tal “massa"são comentadas na Ref. [63].
44
Apêndice B - Alguns resultados da
Eletrodinâmica usual no guia de onda
tipo cabo coaxial
As equações de Maxwell usuais no modo TEM (2.4) são:
∂
x
E
x
+ ∂
y
E
y
= 0 (B.1)
∂
x
E
y
− ∂
y
E
x
= 0 (B.2)
∂
x
B
x
+ ∂
y
B
y
= 0 (B.3)
∂
x
B
y
− ∂
y
B
x
= 0 (B.4)
Estas são equações da eletrostática com soluções bem co nhecidas. A parte real
dos campos elétrico e magnético em coordenadas cilíndricas (s, φ, z) são respectiva-
mente:
E(s, φ, z, t) =
A
0
s
cos(kz − ωt)ˆs (B.5)
B = (s, φ, z, t) =
A
cs
cos(kz − ωt)
ˆ
φ (B.6)
O fluxo de energia que atravessa a seção reta do guia é dada pela média temporal
do vetor de Poynting:
45
Apêndices
S =
A
0
2
2cs
2
(B.7)
em que A
0
é uma co nstante (a amplitude). A potência irradiada (média tem-
poral) calculada pela integral do vetor de Poynting sobre a àrea tranversal do guia
é:
P =
πA
2
c
ln
b
a
(B.8)
46
Referências Bibliográficas
[1] M. Kaku, "Quantum Field Theory a Modern Introduction", Oxford University
Press (1993).
[2] C. Itzykson and J. B. Zuber, "Quantum Field Theory", Dover, New York (2005).
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