ЭЛЕКТРОВЕКОВЫЕ Взаимодействие

При физике частиц электроводное взаимодействие или сила электропроизводства являются единым описанием двух из четырех известных фундаментальных взаимодействий природы: электромагнетизм (электромагнитное взаимодействие) и слабое взаимодействие . Хотя эти две силы кажутся очень разными в повседневных низких энергиях, теория моделирует их как два разных аспекта одной и той же силы. Выше энергии объединения , по порядку 246 ГЕВ , ^{[ А ]} Они объединятся в одну силу. Таким образом, если температура достаточно высока - приблизительно 10 ¹⁵ K - Затем электромагнитная сила и слабая сила сливаются в комбинированную силу электропроизводства. Во время эпохи Кварка (вскоре после большого взрыва ) сила электропроизводства раскололась на электромагнитную и слабую силу . Считается, что требуемая температура 10 ¹⁵ K не наблюдался широко по всей Вселенной с тех пор, как до эпохи кварка, и в настоящее время самая высокая температура, производимая человеком в тепловом равновесии, составляет около 5,5 × 10 ¹² K (от большого адронного коллайдера ).

Шелдон Глашоу , ^{[ 1 ]} Абдус Салам , ^{[ 2 ]} и Стивен Вайнберг ^{[ 3 ]} была удостоена Нобелевской премии по физике 1979 года за их вклад в объединение слабых и электромагнитных взаимодействий между элементарными частицами , известным как теория Вайнберга -Салам . ^{[ 4 ]}^{[ 5 ]} Существование электроводных взаимодействий было экспериментально установлено на двух этапах, первым из которых было обнаружение нейтральных токов в нейтрино рассеяние в результате сотрудничества Гаргамелле в 1973 году, а второе - в 1983 году с помощью UA1 и сотрудничества UA2 , которые включали обнаружение W. и z -калибровые бозоны в протон -антипротонных столкновениях на преобразованном супер -протоном синхротроне . В 1999 году Джерардус Т. Хофт и Мартинус Велтман были удостоены Нобелевской премии за то, что показали, что теория электропроизводства перенормируется .

История

После того, как эксперимент WU в 1956 году обнаружил нарушение паритета в слабом взаимодействии , начал поиск, чтобы связать слабые и электромагнитные взаимодействия . Расширяя своего докторского советника Джулиана Швингера работу , Шелдон Глашоу впервые экспериментировал с введением двух разных симметрий, одного хирала и одного ахирала, и объединил их так, что их общая симметрия была непрерывной. Это не дало перенормируемой теории , и ее датчика должна была быть сломана вручную, поскольку не был известен не известный механизм , но она предсказывала новую частицу, z -бозон . Это получило мало уведомления, так как это не соответствовало экспериментальным открытиям.

В 1964 году Салам и Джон Клайв Уорд ^{[ 6 ]} Имел ту же идею, но предсказал безмассовый фотон и три массивных калибровочных бозона с сломанной симметрией вручную. Позже, примерно в 1967 году, исследуя спонтанное нарушение симметрии , Вайнберг обнаружил, что набор симметрий, предсказывающий безмассовый, нейтральный бозон . Первоначально отвергая такую частицу, как бесполезную, он позже понял, что его симметрия создала силу электропроизводства, и он продолжил прогнозировать грубые массы для бозонов W и Z. Примечательно, что он предположил, что эта новая теория была перенормированной. ^{[ 3 ]} В 1971 году Джерард Туфт доказал, что спонтанно сломанные симметрии калибра перенормируются даже с массивными бозонами.

Формулировка

Паттерн слабых изоспинов , $T$ ₃ и слабых гиперзарядов , $y$ _w , известных элементарных частиц, показывающий электрический заряд, $Q$ , вдоль слабый угол смешивания . Нейтральное поле Хиггса (кружок) разбивает электропрояжую симметрию и взаимодействует с другими частицами, чтобы придать им массу. Три компонента поля Хиггса становятся частью массивного
В
и
С
бозоны.

Математически, электромагнетизм объединяется со слабыми взаимодействиями как поле Ян -Миллса с SU (2) × U (1) группой датчика , которая описывает формальные операции, которые могут быть применены к полям Electroweak Lauge без изменения динамики системы Полем Эти поля являются слабыми изоспиновыми полями $W$ ₁ , $W$ ₂ и $W$ ₃ и слабым гиперзаряжным полем $B.$ , Эта инвариантность известна как Electroweak Symmetry .

Генераторам слабым SU (2) и U (1) получают имя изоспином (меченным $T$ ) и слабым гиперзарядом (помечены $Y$ ) соответственно. Затем они приводят к измерению бозонов, которые опосредуют электрословные взаимодействия - три $бозона$ слабых изоспинов ( $W$ ₁ , $W$ ₂ и $W$ ₃ ) и $B$ -бозон слабых гиперзарядов, соответственно, все из которых «изначально» являются «изначально». бесцветный. Это еще не физические поля, прежде чем разорвать спонтанную симметрию и связанный механизм Хиггса .

В стандартной модели наблюдаемые физические частицы,
В ^±
и
С ⁰
Бозоны и фотон , образуются посредством спонтанной симметрии, разбивающейся электропроизводной симметрии SU (2) × u (1) _y до u (1) _em , ^{[ B ]} Поэтапный механизм Хиггса (см. Также Бозон Хиггса ), сложное теоретичное явление квантового поля, которое «спонтанно» изменяет реализацию симметрии и переставляет степени свободы. ^{[ 8 ]}^{[ 9 ]}^{[ 10 ]}^{[ 11 ]}

Электрический заряд возникает как конкретная линейная комбинация (нетривиальная) $y$ _w (слабый гиперзаряд) и $компонент T$ ₃ слабого изоспина ( $Q=T_{3}+{\tfrac {1}{2}}\,Y_{\mathrm {W} }$ ) это не пары на бозон Хиггса . То есть: Хиггс и электромагнитное поле не влияют друг на друга, на уровне фундаментальных сил («уровень дерева»), в то время как любая другая комбинация гиперзаряда и слабой изоспины должна взаимодействовать с Хиггсом. Это вызывает очевидное разделение между слабой силой, которая взаимодействует с Хиггсом, и электромагнетизмом, которого нет. Математически электрический заряд представляет собой конкретную комбинацию гиперзаряда и $T$ ₃ , изложенной на рисунке.

$U (1)$ _EM (только группа симметрии только электромагнетизма) определяется как группа, генерируемая этой специальной линейной комбинацией, и симметрия, описанная $группа U (1)$ _EM , не разбита, поскольку она не напрямую взаимодействует с Хиггсом Полем ^{[ C ]}

Вышеупомянутое спонтанное разрыв симметрии заставляет $бозоны W$ ₃ и $B$ объединяться в два разных физических бозона с разными массами -
С ⁰
бозон и фотон ( $в$ ),

{\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}},

где $θ$ _w - слабый угол смешивания . Оси, представляющие частицы, по существу только что были повернуты в плоскости ( $w$ ₃ , $b$ ) под углом $θ$ _w . Это также вводит несоответствие между массой
С ⁰
и масса
В ^±
частицы (обозначаемые как $m$ _z и $m$ _w , соответственно),

m_{\text{Z}}={\frac {m_{\text{W}}}{\,\cos \theta _{\text{W}}\,}}~.

Бозоны $W$ ₁ и $W$ ₂ , в свою очередь, объединяются для получения заряженных массивных бозонов
В ^±
:

W^{\pm }={\frac {1}{\sqrt {2\,}}}\,{\bigl (}\,W_{1}\mp iW_{2}\,{\bigr )}~.

Лагранжиан

Перед разрушением симметрии с электроу

Лагранжиан разбивание для электропроизвольных взаимодействий делится на четыре части, прежде чем электроиковой симметрии проявится,

{\mathcal {L}}_{\mathrm {EW} }={\mathcal {L}}_{g}+{\mathcal {L}}_{f}+{\mathcal {L}}_{h}+{\mathcal {L}}_{y}~.

А ${\mathcal {L}}_{g}$ Термин описывает взаимодействие между тремя $векторными$ бозонами и $векторным$ бозоном,

{\mathcal {L}}_{g}=-{\tfrac {1}{4}}W_{a}^{\mu \nu }W_{\mu \nu }^{a}-{\tfrac {1}{4}}B^{\mu \nu }B_{\mu \nu },

где $W_{a}^{\mu \nu }$ ( $a=1,2,3$ ) и $B^{\mu \nu }$ Являются ли тензоры силы поля для слабых изоспинов и слабых полей гиперзарядов.

${\mathcal {L}}_{f}$ является кинетическим термином для стандартных модельных фермионов. Взаимодействие калибровочных бозонов и фермионов проходит через калибровочную производную ,

{\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},

где подписание $J$ суммирует в течение трех поколений фермионов; $Q$ , $U$ и $D$ -левша Doublet, правый синглет вверх и правый синглет вниз по полям Quark; и $L$ и $E$ -левша Doublet и правые синглетные электронные поля. Фейнман Слэш $D\!\!\!\!/$ означает сокращение 4-градиента с матрицами Dirac , определяемое как

D\!\!\!\!/\equiv \gamma ^{\mu }\ D_{\mu },

и ковариантная производная (за исключением поля датчика Gluon для сильного взаимодействия ) определяется как

\ D_{\mu }\equiv \partial _{\mu }-i\ {\frac {g'}{2}}\ Y\ B_{\mu }-i\ {\frac {g}{2}}\ T_{j}\ W_{\mu }^{j}.

Здесь $\ Y\$ слабый гиперзаряд и $\ T_{j}\$ являются компонентами слабого изоспина.

А ${\mathcal {L}}_{h}$ Термин описывает поле Хиггса $h$ и его взаимодействие с собой и базовыми бозонами,

{\mathcal {L}}_{h}=|D_{\mu }h|^{2}-\lambda \left(|h|^{2}-{\frac {v^{2}}{2}}\right)^{2}\ ,

где $v$ это вакуумное значение ожидания.

А $\ {\mathcal {L}}_{y}\$ Термин описывает взаимодействие Юкава с Фримионами,

{\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 {h.c.} ~,

и генерирует свои массы, проявляясь, когда поле Хиггса приобретает ненулевую вакуумную ценность ожидания, обсуждается дальше. А $\ y_{k}^{ij}\ ,$ для $\ k\in \{\mathrm {u,d,e} \}\ ,$ матрицы муфт юкавы.

После разрыва симметрии электропроизводства

Лагранжиан реорганизует себя, поскольку поле Хиггса приобретает неванирующую вакуумную ценность ожидания, продиктованную потенциалом предыдущего раздела. В результате этого переписывания становится проявленным разрыв симметрии. В истории вселенной это, как полагают, произошло вскоре после горячего большого взрыва, когда вселенная оказалась в температуре 159,5 ± 1,5 ГЭВ ^{[ 12 ]} (при условии стандартной модели физики частиц).

Из -за своей сложности этот лагранжиан лучше всего описывается, разбивая его на несколько частей следующим образом.

{\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} }~.

Кинетический термин ${\mathcal {L}}_{K}$ Содержит все квадратичные термины Лагранжиана, которые включают динамические термины (частичные производные) и массовые термины (заметно отсутствуют в Лагранжиане перед разрушением симметрии)

{\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}}

где сумма проходит над всем $\ A_{\mu \nu }\ ,$ $\ Z_{\mu \nu }\ ,$ $\ W_{\mu \nu }^{-}\ ,$ и $\ W_{\mu \nu }^{+}\equiv (W_{\mu \nu }^{-})^{\dagger }\$ даны как

X_{\mu \nu }^{a}=\partial _{\mu }X_{\nu }^{a}-\partial _{\nu }X_{\mu }^{a}+gf^{abc}X_{\mu }^{b}X_{\nu }^{c}~,

с $X$ быть замененным соответствующим поле ( $A,$ $Z,$ $W^{\pm }$ ) и $f азбука$ константами структуры соответствующей группы.

Нейтральный ток $\ {\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }\$ и заряжено $\ {\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }\$ Компоненты Лагранжианы содержат взаимодействие между фермионами и калибровочными бозонами,

{\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 }~,

где $~e=g\ \sin \theta _{\mathrm {W} }=g'\ \cos \theta _{\mathrm {W} }~.$ Электромагнитный ток $\;J_{\mu }^{\mathrm {em} }\;$ является

J_{\mu }^{\mathrm {em} }=\sum _{f}\ q_{f}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ f~,

где $\ q_{f}\$ это электрические заряды Фримионов. Нейтральный слабый ток $\ J_{\mu }^{3}\$ является

J_{\mu }^{3}=\sum _{f}\ T_{f}^{3}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ {\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\ f~,

где $T_{f}^{3}$ это слабый изоспин фермионов. ^{[ D ]}

Заряженная текущая часть лагранжиана дается

{\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.} ~,

где $\ \nu \$ Поле с правой матрицей синглета и матрица CKM $M_{ij}^{\mathrm {CKM} }$ Определяет смешивание между массой и слабыми собственными состояниями кварков. ^{[ D ]}

${\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }$ содержит трехточечные и четырехточечные термины самообслуживания Хиггса,

{\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}~.

${\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }$ содержит взаимодействие Хиггса с векторными бозонами,

{\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)~.

${\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }$ содержит трехточечное самостоятельное взаимодействие.

{\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]~.

${\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }$ содержит калибровую четырехточечное самостоятельное взаимодействие,

{\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}}

$\ {\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }\$ содержит взаимодействие Юкавы между Фримионами и поле Хиггса,

{\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }=-\sum _{f}\ {\frac {\ g\ m_{f}\ }{2\ m_{\mathrm {W} }}}\;{\overline {f}}\ f\ H~.

Смотрите также

Примечания

^ Конкретное число 246 ГЕВ считается вакуумным ожиданием $v=(G_{\text{F}}{\sqrt {2}})^{-1/2}$ поля Хиггса (где $G_{\text{F}}$ является постоянной муфты Ферми ).
^ Обратите внимание, что $u (1)$ _y и $u (1)$ _em являются отдельными случаями общего $U (1)$ : каждая из двух сил получает свою собственную независимую копию унитарной группы.
^ Хотя электромагнетизм - например, фотон - не взаимодействует напрямую с бозоном Хиггса взаимодействует , он действительно через квантовые колебания .
^ Jump up to: ^а ^{беременный} Обратите внимание на факторы $~{\tfrac {1}{2}}\ (1-\gamma ^{5})~$ В слабых формулах связи: эти факторы преднамеренно вставлены для удаления любых левша, компонентов спинорных полей. Вот почему теория электропроизводства считается « хиральной теорией ».

Ссылки

^ Glashow, S. (1959). «Перенормированность векторных мезоновских взаимодействий». Нукле Физический 10 , 107.
^ Салам, А .; Уорд, JC (1959). «Слабые и электромагнитные взаимодействия». Nuovo Cimento . 11 (4): 568–577. Bibcode : 1959ncim ... 11..568s . doi : 10.1007/bf02726525 . S2CID 15889731 .
^ Jump up to: ^а ^{беременный} Вайнберг, S (1967). «Модель лептонов» (PDF) . Физический Преподобный Летт 19 (21): 1264–66. Bibcode : 1967 phrvl..19.1264w . doi : 10.1103/physrevlett.19.1264 . Архивировано из оригинала (PDF) 2012-01-12.
^ С. Байс (2005). Уравнения: значки знаний . п. 84 ISBN 0-674-01967-9 .
^ «Нобелевская премия по физике 1979 года» . Нобелевский фонд . Получено 2008-12-16 .
^ Салам, А.; Уорд, JC (ноябрь 1964 г.). «Электромагнитные и слабые взаимодействия» . Физические буквы . 13 (2): 168–171. Bibcode : 1964phl .... 13..168s . doi : 10.1016/0031-9163 (64) 90711-5 .
^ Ли, Т.Д. (1981). Физика частиц и введение в теорию поля .
^ Englert, F.; Брут Р. (1964). «Сломанная симметрия и масса измерения векторных мезонов» . Письма о физическом обзоре . 13 (9): 321–323. Bibcode : 1964phrvl..13..321e . doi : 10.1103/physrevlett.13.321 .
^ Хиггс, PW (1964). «Сломанные симметрии и массы калибровочных бозонов» . Письма о физическом обзоре . 13 (16): 508–509. Bibcode : 1964phrvl..13..508h . doi : 10.1103/physrevlett.13.508 .
^ Guralnik, GS; Хаген, кр; Kibble, Twb (1964). «Глобальные законы о сохранении и безмасштабные частицы» . Письма о физическом обзоре . 13 (20): 585–587. Bibcode : 1964phrvl..13..585g . doi : 10.1103/physrevlett.13.585 .
^ Guralnik, GS (2009). «История развития Guralnik, Hagen и Kibble теории спонтанной симметрии разбивает и датчики». Международный журнал современной физики а . 24 (14): 2601–2627. Arxiv : 0907.3466 . Bibcode : 2009ijmpa..24.2601g . doi : 10.1142/s0217751x09045431 . S2CID 16298371 .
^ Д'Онофрио, Микела; Rummukainen, Kari (2016). «Стандартная модель перекрестка на решетке». Физический Преподобный д . 93 (2): 025003. Arxiv : 1508.07161 . Bibcode : 2016 Phrvd..93b5003d . doi : 10.1103/physrevd.93.025003 . HDL : 10138/159845 . S2CID 119261776 .

Дальнейшее чтение

Общие читатели

Ба Шум (2004). В глубине души: захватывающая дух красота физики частиц . Johns Hopkins University Press. ISBN 0-8018-7971-X Полем Передает большую часть стандартной модели без формальной математики. Очень тщательно при слабом взаимодействии.

Тексты

DJ Griffiths (1987). Введение в элементарные частицы . Джон Уайли и сыновья. ISBN 0-471-60386-4 .
W. Greiner; Б. Мюллер (2000). Калибровочная теория слабых взаимодействий . Спрингер. ISBN 3-540-67672-4 .
Г.Л. Кейн (1987). Современная физика элементарных частиц . Персей книги . ISBN 0-201-11749-5 .

Статьи

Es Abers; BW Lee (1973). «Основные теории». Физические отчеты . 9 (1): 1–141. Bibcode : 1973phr ..... 9 .... 1a . doi : 10.1016/0370-1573 (73) 90027-6 .
Ю. Хаято; и др. (1999). "Поиск протона распада через P → νk ⁺ Черенкова обзор . В Физическое большом " детекторе .
J. Hucks (1991). «Глобальная структура стандартной модели, аномалий и квантования заряда». Физический обзор d . 43 (8): 2709–2717. Bibcode : 1991 phrvd..43.2709h . doi : 10.1103/physrevd.43.2709 . PMID 10013661 .
SF Novaes (2000). «Стандартная модель: введение». arxiv : hep-ph/0001283 .
DP Roy (1999). «Основные избиратели материи и их взаимодействия - отчет о прогрессе». arxiv : hep-ph/9912523 .

[1] Конкретное число 246 ГЕВ считается вакуумным ожиданием $v=(G_{\text{F}}{\sqrt {2}})^{-1/2}$ поля Хиггса (где $G_{\text{F}}$ является постоянной муфты Ферми ).

[9] Обратите внимание, что $u (1)$ _y и $u (1)$ _em являются отдельными случаями общего $U (1)$ : каждая из двух сил получает свою собственную независимую копию унитарной группы.

[14] Хотя электромагнетизм - например, фотон - не взаимодействует напрямую с бозоном Хиггса взаимодействует , он действительно через квантовые колебания .

[note_chiral_factors-16] Jump up to: ^а ^{беременный} Обратите внимание на факторы $~{\tfrac {1}{2}}\ (1-\gamma ^{5})~$ В слабых формулах связи: эти факторы преднамеренно вставлены для удаления любых левша, компонентов спинорных полей. Вот почему теория электропроизводства считается « хиральной теорией ».

[2] Glashow, S. (1959). «Перенормированность векторных мезоновских взаимодействий». Нукле Физический 10 , 107.

[3] Салам, А .; Уорд, JC (1959). «Слабые и электромагнитные взаимодействия». Nuovo Cimento . 11 (4): 568–577. Bibcode : 1959ncim ... 11..568s . doi : 10.1007/bf02726525 . S2CID 15889731 .

[Weinberg1967-4] Jump up to: ^а ^{беременный} Вайнберг, S (1967). «Модель лептонов» (PDF) . Физический Преподобный Летт 19 (21): 1264–66. Bibcode : 1967 phrvl..19.1264w . doi : 10.1103/physrevlett.19.1264 . Архивировано из оригинала (PDF) 2012-01-12.

[5] С. Байс (2005). Уравнения: значки знаний . п. 84 ISBN 0-674-01967-9 .

[6] «Нобелевская премия по физике 1979 года» . Нобелевский фонд . Получено 2008-12-16 .

[7] Салам, А.; Уорд, JC (ноябрь 1964 г.). «Электромагнитные и слабые взаимодействия» . Физические буквы . 13 (2): 168–171. Bibcode : 1964phl .... 13..168s . doi : 10.1016/0031-9163 (64) 90711-5 .

[8] Ли, Т.Д. (1981). Физика частиц и введение в теорию поля .

[10] Englert, F.; Брут Р. (1964). «Сломанная симметрия и масса измерения векторных мезонов» . Письма о физическом обзоре . 13 (9): 321–323. Bibcode : 1964phrvl..13..321e . doi : 10.1103/physrevlett.13.321 .

[Peter_W._Higgs_1964_508-509-11] Хиггс, PW (1964). «Сломанные симметрии и массы калибровочных бозонов» . Письма о физическом обзоре . 13 (16): 508–509. Bibcode : 1964phrvl..13..508h . doi : 10.1103/physrevlett.13.508 .

[12] Guralnik, GS; Хаген, кр; Kibble, Twb (1964). «Глобальные законы о сохранении и безмасштабные частицы» . Письма о физическом обзоре . 13 (20): 585–587. Bibcode : 1964phrvl..13..585g . doi : 10.1103/physrevlett.13.585 .

[13] Guralnik, GS (2009). «История развития Guralnik, Hagen и Kibble теории спонтанной симметрии разбивает и датчики». Международный журнал современной физики а . 24 (14): 2601–2627. Arxiv : 0907.3466 . Bibcode : 2009ijmpa..24.2601g . doi : 10.1142/s0217751x09045431 . S2CID 16298371 .

[15] Д'Онофрио, Микела; Rummukainen, Kari (2016). «Стандартная модель перекрестка на решетке». Физический Преподобный д . 93 (2): 025003. Arxiv : 1508.07161 . Bibcode : 2016 Phrvd..93b5003d . doi : 10.1103/physrevd.93.025003 . HDL : 10138/159845 . S2CID 119261776 .

[ А ]

[ 1 ]

[ 2 ]

[ 3 ]

[ 4 ]

[ 5 ]

[ 6 ]

[ 7 ]

[ B ]

[ 8 ]

[ 9 ]

[ 10 ]

[ 11 ]

[ C ]

[ 12 ]

[ D ]