Cette notion a été généralisée à toutes les particules.
Vue d'ensemble
Une théorie possède la symétrie $\mathcal C$ - transformation ou inversion ou conjugaison de charge - si elle est invariante sous la transformation inversant toutes les charges $Q_i$ des particules :
$Q_i\rightarrow-Q_i$ : elle est aussi notée $\mathcal C(x)=-x$.
Cette symétrie $\mathcal C$ inverse non seulement la charge électrique, mais aussi les autres charges quantiques, i.e. les nombres quantiques additifs :
Carl David Anderson (1905-1991)
et la découverte du positron en 1932
le signe des charges $Q$ : par exemple, $\mathcal C(e^-)=e^+$ et réciproquement, et le signe du moment magnétique $\mu$ de la particule.
Un système qui conserve l'inversion de charge est décrit par un hamiltonien $H$ qui commute avec $\mathcal C$, soit $[\mathcal C,H]=0$.
La transformation de charge $\mathcal C$, comme la parité totale $\mathcal P$ est, multiplicative, i.e. la loi de conservation de la parité s'applique au produit des parités.
États " vraiment neutres "
Seuls les états " vraiments neutres ", i.e. dans lesquels toutes les charges quantiques et le moment magnétique total sont nuls, sont des états propres de la conjugaison de charge, comme pour le pion $\pi^0$.
Désintégration du pion neutre
(Figure : vetopsy.fr)
La parité de charge totale pour $i$ particules est donnée par la formule : $\eta_C^{totale}=\prod\limits_i\eta_C^i$
Pour les systèmes particules-antiparticules, la formule est donnée par : $\eta_C=(-1)^{L+S}$.
Désintégrations des kaons neutres
(Figure : vetopsy.fr)
On introduit une symétrie $\mathcal G$, nombre quantique multiplicatif qui généralise l'inversion de charge $\mathcal C$ aux multiplets de particules neutres.
On utilise la conjugaison de charge $\mathcal C$, qui est valable que pour les états " vraiment neutres ", en utilisant la rotation de $\pi$ rad (180°) d'isospin ($I_2$, perpendiculaire à l'axe de quantification).
$\mathcal G=\mathcal Ce^{i\pi I_2}$ : cette symétrie peut montrer pourquoi certaines réactions sont impossibles.
Pour un état d'isospin $I$, la formule est donc : $\eta_G=\eta_C(-1)^I$.
La violation de symétrie $\mathcal C\mathcal P$ est l'une des trois conditions nécessaires pour expliquer l'asymétrie matière-antimatière observée dans l'Univers (cf. asymétrie baryonique).
Symétrie $\mathcal P$ et $\mathcal P$
(Figure : vetopsy.fr)
La présence d'au moins trois générations de quarks est requise pour voir apparaître cette phase complexe et donc, la violation de symétrie CP.
En physique des particules, on dit qu'une théorie possède la symétrie $\mathcal T$ - symétrie par inversion du temps - si elle est invariante sous la transformation inversant le temps : $T\rightarrow-T$.
Pour une fonction d'onde, on écrit $\psi(t,x)$, $\psi(t,x)\;\rightarrow\;\psi'(t,x)=T\psi(t,x)=\psi(-t,x)$.
Toutefois, l'opération de renversement de temps $\hat T$ n'est pas unitaire, ne possède pas de valeurs propres et donc d'observables, i.e. de nombre quantique conservé, contrairement aux opérateurs de parité $\hat P$ et de conjugaison de charge $\hat C$.
Un opérateur antilinéaire satisfait la condition suivante :
Docteur Emmett Brown
(Photo : Retour vers le futur)
$U(\lambda|\varphi\rangle+\mu|\psi\rangle=\lambda ^\ast U|\varphi\rangle+\mu ^\ast U|\psi\rangle$, d'où
$[\mathcal T,H_{inter.faibles}]\ne0$, mais est faiblement violée dans les interactions faibles.
Symétrie CPT
La symétrie $\mathcal C\mathcal P\mathcal T$ (ou $\mathcal O$) est une symétrie des lois physiques pour les transformations impliquant de manière simultanée la charge, la parité et le temps : $\hat O=\hat C\,\hat P\,\hat T$.
Comme toutes les théories actuelles modélisant les interactions fondamentales répondent à ces critères, même s'il existe des violations des symétries individuelles, alors : $[\mathcal O,H]=0$, i.e. chaque particule a son antiparticule (qui peut être identique comme le photon ou la particule de Majorana) :
Univers et antiunivers
(Figure : iflscience.com)
de charge opposée,
