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interacción electrodébil

En física de partículas , la interacción electrodébil o fuerza electrodébil es la descripción unificada de dos de las interacciones fundamentales de la naturaleza: el electromag...

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En física de partículas , la interacción electrodébil o fuerza electrodébil es la descripción unificada de dos de las interacciones fundamentales de la naturaleza: el electromagnetismo (interacción electromagnética) y la interacción débil . Aunque estas dos fuerzas parecen muy diferentes a las bajas energías cotidianas, la teoría las modela como dos aspectos distintos de la misma fuerza. Por encima de la energía de unificación , del orden de 246 GeV , [ a ] se fusionarían en una sola fuerza. Así, si la temperatura es suficientemente alta (aproximadamente 10¹⁵ K ) , la fuerza electromagnética y la fuerza débil se fusionan en una fuerza electrodébil combinada.  

Durante la época de los quarks (poco después del Big Bang ), la fuerza electrodébil se dividió en la fuerza electromagnética y la fuerza débil . Se cree que la temperatura requerida de 10¹⁵ K  no se ha visto ampliamente en todo el universo desde antes de la época de los quarks, y actualmente la temperatura más alta creada por el hombre en equilibrio térmico es de alrededor de5,5 × 10 12  K (del Gran Colisionador de Hadrones ).

Sheldon Glashow , [ 1 ] Abdus Salam , [ 2 ] y Steven Weinberg [ 3 ] fueron galardonados con el Premio Nobel de Física de 1979 por sus contribuciones a la unificación de la interacción débil y electromagnética entre partículas elementales , conocida como la teoría de Weinberg-Salam . [ 4 ] [ 5 ] La existencia de las interacciones electrodébiles se estableció experimentalmente en dos etapas, la primera fue el descubrimiento de corrientes neutras en la dispersión de neutrinos por la colaboración Gargamelle en 1973, y la segunda en 1983 por las colaboraciones UA1 y UA2 que involucraron el descubrimiento de los bosones de gauge W y Z en colisiones protón-antiprotón en el Super Sincrotrón de Protones convertido . En 1999, Gerardus 't Hooft y Martinus Veltman fueron galardonados con el Premio Nobel por demostrar que la teoría electrodébil es renormalizable .

Historia

Tras el experimento de Wu en 1956, que descubrió la violación de la paridad en la interacción débil , se inició la búsqueda de una forma de relacionar las interacciones débil y electromagnética . Ampliando el trabajo de su director de tesis doctoral , Julian Schwinger , Sheldon Glashow experimentó introduciendo dos simetrías diferentes, una quiral y otra aquiral, y las combinó de tal manera que su simetría global permaneciera intacta. Esto no produjo una teoría renormalizable , y su simetría de gauge tuvo que romperse manualmente, ya que no se conocía ningún mecanismo espontáneo , pero predijo una nueva partícula, el bosón Z. Este descubrimiento pasó prácticamente desapercibido, puesto que no coincidía con ningún hallazgo experimental.

En 1964, Salam y John Clive Ward [ 6 ] tuvieron la misma idea, pero predijeron un fotón sin masa y tres bosones de gauge masivos con una simetría rota manualmente. Más tarde, alrededor de 1967, mientras investigaba la ruptura espontánea de simetría , Weinberg encontró un conjunto de simetrías que predecían un bosón de gauge neutro y sin masa . Inicialmente rechazó dicha partícula por inútil, luego se dio cuenta de que sus simetrías producían la fuerza electrodébil, y procedió a predecir masas aproximadas para los bosones W y Z. Significativamente, sugirió que esta nueva teoría era renormalizable. [ 3 ] En 1971, Gerard 't Hooft demostró que las simetrías de gauge rotas espontáneamente son renormalizables incluso con bosones de gauge masivos.

Formulación

Ángulo de mezcla débil de Weinberg θ W , y relación entre las constantes de acoplamiento g, g′ , y e . Adaptado de Lee (1981). [ 7 ]
El patrón de isospín débil , T₃ , e hipercarga débil , Yw , de las partículas elementales conocidas, muestra la carga eléctrica, Q , a lo largo del ángulo de mezcla débil . El campo de Higgs neutro (rodeado con un círculo) rompe la simetría electrodébil e interactúa con otras partículas para darles masa. Tres componentes del campo de Higgs se convierten en parte de los bosones masivos W y Z.

Matemáticamente, el electromagnetismo se unifica con las interacciones débiles como un campo de Yang-Mills con un grupo de gauge SU(2) × U(1) , que describe las operaciones formales que se pueden aplicar a los campos de gauge electrodébiles sin alterar la dinámica del sistema. Estos campos son los campos de isospín débiles W 1 , W 2 , y W 3 , y el campo de hipercarga débil B . Esta invariancia se conoce como simetría electrodébil .

Los generadores de SU(2) y U(1) se denominan isospín débil (etiquetado como T ) e hipercarga débil (etiquetado como Y ) , respectivamente. Estos dan lugar a los bosones de gauge que median las interacciones electrodébiles: los tres bosones W de isospín débil ( W₁ , W₂ y W₃ ) y el bosón B de hipercarga débil, respectivamente, todos los cuales son inicialmente sin masa. Estos aún no son campos físicos, antes de la ruptura espontánea de simetría y el mecanismo de Higgs asociado .

En el Modelo Estándar , las partículas físicas observadas, el W ±y Z 0Los bosones y el fotón se producen mediante la ruptura espontánea de la simetría electrodébil SU(2) × U(1) y a U(1) em , [ b ] efectuada por el mecanismo de Higgs (véase también bosón de Higgs ), un elaborado fenómeno de la teoría cuántica de campos que altera "espontáneamente" la realización de la simetría y reorganiza los grados de libertad. [ 8 ] [ 9 ] [ 10 ] [ 11 ]

La carga eléctrica surge como la combinación lineal particular (no trivial) de Y w (hipercarga débil) y el componente T 3 de isospín débil (Q=T3+12YW{\displaystyle Q=T_{3}+{\tfrac {1}{2}}\,Y_{\mathrm {W} }}) que no se acopla al bosón de Higgs . Es decir: el bosón de Higgs y el campo electromagnético no se afectan mutuamente a nivel de las fuerzas fundamentales ("nivel de árbol"), mientras que cualquier otra combinación de la hipercarga y el isospín débil debe interactuar con el bosón de Higgs. Esto provoca una aparente separación entre la fuerza débil, que interactúa con el bosón de Higgs, y el electromagnetismo, que no lo hace. Matemáticamente, la carga eléctrica es una combinación específica de la hipercarga y T 3 descrita en la figura.

U(1) em (el grupo de simetría del electromagnetismo solamente) se define como el grupo generado por esta combinación lineal especial, y la simetría descrita por el grupo U(1) em no se rompe, ya que no interactúa directamente con el bosón de Higgs. [ c ]

La ruptura espontánea de simetría anterior hace que los bosones W 3 y B se fusionen en dos bosones físicos diferentes con masas diferentes: el Z 0bosón y fotón ( γ ),

(γZ0)=(porque⁡θWpecado⁡θW−pecado⁡θWporque⁡θW)(BW3),{\displaystyle {\begin{pmatrix}\gamma \\Z^{0}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \theta _{\text{W}}&\sin \theta _{\text{W}}\\-\sin \theta _{\text{W}}&\cos \theta _{\text{W}}\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}B\\W_{3}\end{pmatrix}},}

donde θ w es el ángulo de mezcla débil . Los ejes que representan las partículas se han rotado esencialmente, en el plano ( W 3 , B ), por el ángulo θ w . Esto también introduce un desajuste entre la masa del Z 0y la masa del W ±partículas (denominadas m z y m w , respectivamente),

metroZ=metroWporque⁡θW .{\displaystyle m_{\text{Z}}={\frac {m_{\text{W}}}{\,\cos \theta _{\text{W}}\,}}~.}

Los bosones W 1 y W 2 , a su vez, se combinan para producir los bosones masivos cargados W ±: [ 12 ]

W±=12(W1∓iW2) .{\displaystyle W^{\pm }={\frac {1}{\sqrt {2\,}}}\,{\bigl (}\,W_{1}\mp iW_{2}\,{\bigr )}~.}

Lagrangiano

Antes de la ruptura de la simetría electrodébil

El lagrangiano para las interacciones electrodébiles se divide en cuatro partes antes de que se manifieste la ruptura de la simetría electrodébil ,

LmiW=Lgramo+LF+Lh+Ly .{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {EW} }={\mathcal {L}}_{g}+{\mathcal {L}}_{f}+{\mathcal {L}}_{h}+{\mathcal {L}}_{y}~.}

ElLgramo{\displaystyle {\mathcal {L}}_{g}}El término describe la interacción entre los tres bosones vectoriales W y el bosón vectorial B.

Lgramo=−14WaμνWμνa−14BμνBμν,{\displaystyle {\mathcal {L}}_{g}=-{\tfrac {1}{4}}W_{a}^{\mu \nu }W_{\mu \nu }^{a}-{\tfrac {1}{4}}B^{\mu \nu }B_{\mu \nu },}

dóndeWaμν{\displaystyle W_{a}^{\mu \nu }}(a=1,2,3{\displaystyle a=1,2,3}) yBμν{\displaystyle B^{\mu \nu }}son los tensores de intensidad de campo para los campos de gauge de isospín débil e hipercarga débil.

LF{\displaystyle {\mathcal {L}}_{f}}es el término cinético para los fermiones del Modelo Estándar. La interacción de los bosones de gauge y los fermiones se produce a través de la derivada covariante de gauge ,

LF=Q¯jiD/Qj+tú¯jiD/túj+d¯jiD/dj+L¯jiD/Lj+mi¯jiD/mij,{\displaystyle {\mathcal {L}}_{f}={\overline {Q}}_{j}iD\!\!\!\!/\;Q_{j}+{\overline {u}}_{j}iD\!\!\!\!/\;u_{j}+{\overline {d}}_{j}iD\!\!\!\!/\;d_{j}+{\overline {L}}_{j}iD\!\!\!\!/\;L_{j}+{\overline {e}}_{j}iD\!\!\!\!/\;e_{j},}

donde el subíndice j suma sobre las tres generaciones de fermiones; Q , u y d son los campos de quarks doblete levógiro, singlete dextrógiro hacia arriba y singlete dextrógiro hacia abajo; y L y e son los campos de electrones doblete levógiro y singlete dextrógiro. La barra de FeynmanD/{\displaystyle D\!\!\!\!/}significa la contracción del 4-gradiente con las matrices de Dirac , definidas como

D/≡γμ Dμ,{\displaystyle D\!\!\!\!/\equiv \gamma ^{\mu }\ D_{\mu },}

y la derivada covariante (excluyendo el campo de gauge del gluón para la interacción fuerte ) se define como

 Dμ≡∂μ−i gramo′2 Y Bμ−i gramo2 Tj Wμj.{\displaystyle \ D_{\mu }\equiv \partial _{\mu }-i\ {\frac {g'}{2}}\ Y\ B_{\mu }-i\ {\frac {g}{2}}\ T_{j}\ W_{\mu }^{j}.}

Aquí Y {\displaystyle \ Y\ }es la hipercarga débil y la Tj {\displaystyle \ T_{j}\ }son los componentes del isospín débil.

ElLh{\displaystyle {\mathcal {L}}_{h}}El término describe el campo de Higgs.h{\displaystyle h}y sus interacciones consigo misma y con los bosones de gauge,

Lh=|Dμh|2−λ(|h|2−v22)2 ,{\displaystyle {\mathcal {L}}_{h}=|D_{\mu }h|^{2}-\lambda \left(|h|^{2}-{\frac {v^{2}}{2}}\right)^{2}\ ,}

dóndev{\displaystyle v}es el valor esperado del vacío .

El Ly {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{y}\ }El término describe la interacción de Yukawa con los fermiones,

Ly=−ytúijϵab hb† Q¯iatújdo−ydij h Q¯idjdo−ymiij h L¯imijdo+h.do. ,{\displaystyle {\mathcal {L}}_{y}=-y_{u}^{ij}\epsilon ^{ab}\ h_{b}^{\dagger }\ {\overline {Q}}_{ia}u_{j}^{c}-y_{d}^{ij}\ h\ {\overline {Q}}_{i}d_{j}^{c}-y_{e}^{ij}\ h\ {\overline {L}}_{i}e_{j}^{c}+\mathrm {hc} ~,}

y genera sus masas, que se manifiestan cuando el campo de Higgs adquiere un valor de expectativa de vacío distinto de cero, que se analiza a continuación. ykij ,{\displaystyle \ y_{k}^{ij}\ ,}para k∈{tú,d,mi} ,{\displaystyle \ k\in \{\mathrm {u,d,e} \}\ ,}son matrices de acoplamientos de Yukawa.

Tras la ruptura de la simetría electrodébil

El lagrangiano se reorganiza a medida que el campo de Higgs adquiere un valor esperado de vacío no nulo, dictado por el potencial de la sección anterior. Como resultado de esta reescritura, la ruptura de simetría se hace manifiesta. En la historia del universo, se cree que esto ocurrió poco después del Big Bang caliente, cuando el universo estaba a una temperatura159,5 ± 1,5 GeV  [ 13 ] (suponiendo el Modelo Estándar de la física de partículas).

Debido a su complejidad, este lagrangiano se describe mejor dividiéndolo en varias partes como sigue.

LmiW=LK+Lnorte+Ldo+LH+LHV+LWWV+LWWVV+LY .{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {EW} }={\mathcal {L}}_{\mathrm {K} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }~.}

El término cinéticoLK{\displaystyle {\mathcal {L}}_{K}}contiene todos los términos cuadráticos del lagrangiano, que incluyen los términos dinámicos (las derivadas parciales) y los términos de masa (notablemente ausentes del lagrangiano antes de la ruptura de simetría).

LK=∑FF¯(i∂/−metroF) F−14 Aμν Aμν−12 Wμν+ W−μν+metroW2 Wμ+ W−μ−14 ZμνZμν+12 metroZ2 Zμ Zμ+12 (∂μ H)(∂μ H)−12 metroH2 H2 ,{\displaystyle {\begin{aligned}{\mathcal {L}}_{\mathrm {K} }=\sum _{f}{\overline {f}}(i\partial \!\!\!/\!\;-m_{f})\ f-{\frac {1}{4}}\ A_{\mu \nu }\ A^{\mu \nu }-{\frac {1}{2}}\ W_{\mu \nu }^{+}\ W^{-\mu \nu }+m_{W}^{2}\ W_{\mu }^{+}\ W^{-\mu }\\\qquad -{\frac {1}{4}}\ Z_{\mu \nu }Z^{\mu \nu }+{\frac {1}{2}}\ m_{Z}^{2}\ Z_{\mu }\ Z^{\mu }+{\frac {1}{2}}\ (\partial ^{\mu }\ H)(\partial _{\mu }\ H)-{\frac {1}{2}}\ m_{H}^{2}\ H^{2}~,\end{aligned}}}

donde la suma se extiende sobre todos los fermiones de la teoría (quarks y leptones) y los campos Aμν ,{\displaystyle \ A_{\mu \nu }\ ,} Zμν ,{\displaystyle \ Z_{\mu \nu }\ ,} Wμν− ,{\displaystyle \ W_{\mu \nu }^{-}\ ,}y Wμν+≡(Wμν−)† {\displaystyle \ W_{\mu \nu }^{+}\equiv (W_{\mu \nu }^{-})^{\dagger }\ }se dan como

incógnitaμνa=∂μincógnitaνa−∂νincógnitaμa+gramoFabdoincógnitaμbincógnitaνdo ,{\displaystyle X_{\mu \nu }^{a}=\partial _{\mu }X_{\nu }^{a}-\partial _{\nu }X_{\mu }^{a}+gf^{abc}X_{\mu }^{b}X_{\nu }^{c}~,}

conincógnita{\displaystyle X}ser reemplazado por el campo correspondiente (A,{\displaystyle A,}Z,{\displaystyle Z,}W±{\displaystyle W^{\pm }}) y f abc por las constantes estructurales del grupo de calibre apropiado.

La corriente neutra Lnorte {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }\ }y corriente cargada Ldo {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }\ }Los componentes del lagrangiano contienen las interacciones entre los fermiones y los bosones de gauge,

Lnorte=mi Jμmimetro Aμ+gramo porque⁡θW  ( Jμ3−pecado2⁡θW Jμmimetro ) Zμ ,{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }=e\ J_{\mu }^{\mathrm {em} }\ A^{\mu }+{\frac {g}{\ \cos \theta _{W}\ }}\ (\ J_{\mu }^{3}-\sin ^{2}\theta _{W}\ J_{\mu }^{\mathrm {em} }\ )\ Z^{\mu }~,}

dónde mi=gramo pecado⁡θW=gramo′ porque⁡θW .{\displaystyle ~e=g\ \sin \theta _{\mathrm {W} }=g'\ \cos \theta _{\mathrm {W} }~.}La corriente electromagnéticaJμmimetro{\displaystyle \;J_{\mu }^{\mathrm {em} }\;}es

Jμmimetro=∑F qF F¯ γμ F ,{\displaystyle J_{\mu }^{\mathrm {em} }=\sum _{f}\ q_{f}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ f~,}

dónde qF {\displaystyle \ q_{f}\ }son las cargas eléctricas de los fermiones. La corriente débil neutra Jμ3 {\displaystyle \ J_{\mu }^{3}\ }es

Jμ3=∑F TF3 F¯ γμ  1−γ5 2 F ,{\displaystyle J_{\mu }^{3}=\sum _{f}\ T_{f}^{3}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ {\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\ f~,}

dóndeTF3{\displaystyle T_{f}^{3}}es el isospín débil de los fermiones. [ d ]

La parte de corriente cargada del lagrangiano viene dada por

Ldo=−gramo 2  [ tú¯i γμ  1−γ5 2METROijdoKMETRO dj+ν¯i γμ 1−γ5 2mii ] Wμ++h.do. ,{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }=-{\frac {g}{\ {\sqrt {2\;}}\ }}\ \left[\ {\overline {u}}_{i}\ \gamma ^{\mu }\ {\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\;M_{ij}^{\mathrm {CKM} }\ d_{j}+{\overline {\nu }}_{i}\ \gamma ^{\mu }\;{\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\;e_{i}\ \right]\ W_{\mu }^{+}+\mathrm {h.c.} ~,}

dónde ν {\displaystyle \ \nu \ }es el campo de neutrinos singlete diestros y la matriz CKMMETROijdoKMETRO{\displaystyle M_{ij}^{\mathrm {CKM} }}determina la mezcla entre los autoestados de masa y débiles de los quarks. [ d ]

LH{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }}contiene los términos de autointeracción de tres y cuatro puntos del bosón de Higgs,

LH=− gramo metroH2 4 metroW H3− gramo2 metroH2 32 metroW2H4 .{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }=-{\frac {\ g\ m_{\mathrm {H} }^{2}\,}{\ 4\ m_{\mathrm {W} }\ }}\;H^{3}-{\frac {\ g^{2}\ m_{\mathrm {H} }^{2}\ }{32\ m_{\mathrm {W} }^{2}}}\;H^{4}~.}

LHV{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }}contiene las interacciones de Higgs con bosones vectoriales de gauge,

LHV=( gramo metroHV+ gramo2 4H2 )( Wμ+ W−μ+1 2 porque2⁡ θW Zμ Zμ ) .{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }=\left(\ g\ m_{\mathrm {HV} }+{\frac {\ g^{2}\ }{4}}\;H^{2}\ \right)\left(\ W_{\mu }^{+}\ W^{-\mu }+{\frac {1}{\ 2\ \cos ^{2}\ \theta _{\mathrm {W} }\ }}\;Z_{\mu }\ Z^{\mu }\ \right)~.}

LWWV{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }}contiene las interacciones de auto-punto de tres puntos del calibre,

LWWV=−i gramo [( Wμν+ W−μ−W+μ Wμν− )( Aν pecado⁡θW−Zν porque⁡θW )+Wν− Wμ+ ( Aμν pecado⁡θW−Zμν porque⁡θW )] .{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }=-i\ g\ \left[\;\left(\ W_{\mu \nu }^{+}\ W^{-\mu }-W^{+\mu }\ W_{\mu \nu }^{-}\ \right)\left(\ A^{\nu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z^{\nu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)+W_{\nu }^{-}\ W_{\mu }^{+}\ \left(\ A^{\mu \nu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z^{\mu \nu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)\;\right]~.}

LWWVV{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }}contiene las interacciones de auto-punto de calibre de cuatro puntos,

LWWVV=− gramo2 4 { [ 2 Wμ+ W−μ+( Aμ pecado⁡θW−Zμ porque⁡θW )2 ]2−[ Wμ+ Wν−+Wν+ Wμ−+( Aμ pecado⁡θW−Zμ porque⁡θW )( Aν pecado⁡θW−Zν porque⁡θW ) ]2} .{\displaystyle {\begin{aligned}{\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }=-{\frac {\ g^{2}\ }{4}}\ {\Biggl \{}\ &{\Bigl [}\ 2\ W_{\mu }^{+}\ W^{-\mu }+(\ A_{\mu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z_{\mu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ )^{2}\ {\Bigr ]}^{2}\\&-{\Bigl [}\ W_{\mu }^{+}\ W_{\nu }^{-}+W_{\nu }^{+}\ W_{\mu }^{-}+\left(\ A_{\mu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z_{\mu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)\left(\ A_{\nu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z_{\nu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)\ {\Bigr ]}^{2}\,{\Biggr \}}~.\end{aligned}}}

 LY {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }\ }contiene las interacciones de Yukawa entre los fermiones y el campo de Higgs,

LY=−∑F  gramo metroF 2 metroWF¯ F H .{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }=-\sum _{f}\ {\frac {\ g\ m_{f}\ }{2\ m_{\mathrm {W} }}}\;{\overline {f}}\ f\ H~.}

Véase también

Notas

  1. ↑ El número particular 246 GeV se toma como el valor esperado del vacío.v=(GRAMOF2)−1/2{\displaystyle v=(G_{\text{F}}{\sqrt {2}})^{-1/2}}del campo de Higgs (dondeGRAMOF{\displaystyle G_{\text{F}}}es la constante de acoplamiento de Fermi ).
  2. ↑ Nótese que U(1) y y U(1) em son instancias distintas del U(1) genérico : cada una de las dos fuerzas obtiene su propia copia independiente del grupo unitario.
  3. ↑ Aunque el electromagnetismo – por ejemplo el fotón – no interactúa directamente con el bosón de Higgs , sí interactúa indirectamente , a través de fluctuaciones cuánticas .
  4. 1 2 Tenga en cuenta los factores 12 (1−γ5) {\displaystyle ~{\tfrac {1}{2}}\ (1-\gamma ^{5})~}En las fórmulas de acoplamiento débil: Estos factores se insertan deliberadamente para eliminar cualquier componente quiral izquierda de los campos espinoriales. Por eso se dice que la teoría electrodébil es una " teoría quiral ".

Referencias

  1. ↑ Glashow, S. (1959). "La renormalizabilidad de las interacciones de mesones vectoriales." Nucl. Phys. 10 , 107.
  2. ↑ Salam, A. ; Ward, JC (1959). "Interacciones débiles y electromagnéticas". Nuovo Cimento . 11 (4): 568– 577. Bibcode : 1959NCim...11..568S . doi : 10.1007/BF02726525 . S2CID 15889731 . 
  3. 1 2 Weinberg, S (1967). "Un modelo de leptones" (PDF) . Phys. Rev. Lett . 19 (21): 1264– 66. Bibcode : 1967PhRvL..19.1264W . doi : 10.1103/PhysRevLett.19.1264 . Archivado del original (PDF) el 12 de enero de 2012.
  4. ↑ S. Bais (2005). Las ecuaciones: iconos del conocimiento . p . 84. ISBN  0-674-01967-9.
  5. ↑ "El Premio Nobel de Física de 1979" . La Fundación Nobel . Consultado el 16 de diciembre de 2008 .
  6. ↑ Salam, A.; Ward, JC (noviembre de 1964). "Interacciones electromagnéticas y débiles" . Physics Letters . 13 (2): 168– 171. Bibcode : 1964PhL....13..168S . doi : 10.1016/0031-9163(64)90711-5 .
  7. ↑ Lee, TD (1981). "Física de partículas e introducción a la teoría de campos". Physics Today . 34 (12): 55. Bibcode : 1981PhT....34l..55L . doi : 10.1063/1.2914386 .
  8. ↑ Englert, F.; Brout, R. (1964). "Simetría rota y la masa de los mesones vectoriales de gauge" . Physical Review Letters . 13 (9): 321– 323. Bibcode : 1964PhRvL..13..321E . doi : 10.1103/PhysRevLett.13.321 .
  9. ↑ Higgs, PW (1964). "Simetrías rotas y las masas de los bosones de gauge" . Physical Review Letters . 13 (16): 508– 509. Bibcode : 1964PhRvL..13..508H . doi : 10.1103/PhysRevLett.13.508 .
  10. ↑ Guralnik, GS; Hagen, CR; Kibble, TWB (1964). "Leyes de conservación globales y partículas sin masa" . Physical Review Letters . 13 (20): 585– 587. Bibcode : 1964PhRvL..13..585G . doi : 10.1103/PhysRevLett.13.585 .
  11. ↑ Guralnik, GS (2009). "La historia del desarrollo de Guralnik, Hagen y Kibble de la teoría de la ruptura espontánea de simetría y partículas de gauge". International Journal of Modern Physics A . 24 (14): 2601– 2627. arXiv : 0907.3466 . Bibcode : 2009IJMPA..24.2601G . doi : 10.1142/S0217751X09045431 . S2CID 16298371 . 
  12. ↑ DJ Griffiths (1987). Introducción a las partículas elementales . John Wiley & Sons. ISBN 0-471-60386-4.
  13. ↑ D'Onofrio, Michela; Rummukainen, Kari (2016). "Transición del modelo estándar en la red". Phys. Rev. D . 93 (2) 025003. arXiv : 1508.07161 . Bibcode : 2016PhRvD..93b5003D . doi : 10.1103/PhysRevD.93.025003 . hdl : 10138/159845 . S2CID 119261776 . 

Lecturas adicionales

Lectores generales

  • BA Schumm (2004). Deep Down Things: The Breathtaking Beauty of Particle Physics . Johns Hopkins University Press. ISBN 0-8018-7971-X.Transmite gran parte del Modelo Estándar sin utilizar matemáticas formales. Explica con mucho detalle la interacción débil.

Textos

  • DJ Griffiths (1987). Introducción a las partículas elementales . John Wiley & Sons. ISBN 0-471-60386-4.
  • W. Greiner; B. Müller (2000). Teoría de gauge de las interacciones débiles . Springer. ISBN 3-540-67672-4.
  • EA Paschos (2023). Teoría electrodébil . Cambridge University Press . ISBN 978-1-009-40237-8.

Artículos

  • ES Abers; BW Lee (1973). "Teorías de gauge". Physics Reports . 9 (1): 1– 141. Bibcode : 1973PhR.....9....1A . doi : 10.1016/0370-1573(73)90027-6 .
  • Y. Hayato; et  al. (1999). "Búsqueda de la desintegración del protón a través de p → νK + en un detector Cherenkov de agua grande". Physical Review Letters . 83 (8): 1529– 1533. arXiv : hep-ex/9904020 . Bibcode : 1999PhRvL..83.1529H . doi : 10.1103/PhysRevLett.83.1529 . S2CID 118326409 . 
  • J. Hucks (1991). "Estructura global del modelo estándar, anomalías y cuantización de carga". Physical Review D. 43 ( 8): 2709– 2717. Bibcode : 1991PhRvD..43.2709H . doi : 10.1103/PhysRevD.43.2709 . PMID 10013661 . 
  • SF Novaes (2000). "Modelo estándar: introducción". arXiv : hep-ph/0001283 .
  • DP Roy (1999). "Constituyentes básicos de la materia y sus interacciones: un informe de progreso". arXiv : hep-ph/9912523 .