التفاعل الكهروضعيف

الموسوعة الحرة

في فيزياء الجسيمات ، يُعد التفاعل الكهروضعيف أو القوة الكهروضعيفة وصفًا موحدًا لاثنين من التفاعلات الأساسية في الطبيعة: الكهرومغناطيسية (التفاعل الكهرومغناطيسي) والتفاعل الضعيف . على الرغم من أن هاتين القوتين تبدوان مختلفتين تمامًا عند الطاقات المنخفضة اليومية، إلا أن النظرية تُصوّرهما على أنهما وجهان مختلفان لنفس القوة. فوق طاقة التوحيد ، في حدود 246 جيجا إلكترون فولت ، [ أ ] ستندمجان في قوة واحدة. وبالتالي، إذا كانت درجة الحرارة مرتفعة بما يكفي - حوالي 10 ^15 كلفن - فإن القوة الكهرومغناطيسية والقوة الضعيفة تندمجان في قوة كهروضعيفة واحدة.  

خلال حقبة الكواركات (بعد الانفجار العظيم بفترة وجيزة )، انقسمت القوة الكهروضعيفة إلى القوة الكهرومغناطيسية والقوة الضعيفة . ويُعتقد أن درجة الحرارة المطلوبة البالغة 10 ^15  كلفن لم تُشاهد على نطاق واسع في الكون منذ ما قبل حقبة الكواركات، وحاليًا تبلغ أعلى درجة حرارة من صنع الإنسان في حالة توازن حراري حوالي 10^15 كلفن.5.5 × 10 12  كلفن (من مصادم الهادرونات الكبير ).

حصل شيلدون غلاشو [1] وعبد السلام [2] وستيفن واينبرغ [3] على جائزة نوبل في الفيزياء عام 1979 لمساهماتهم في توحيد التفاعل الضعيف والكهرومغناطيسي بين الجسيمات الأولية ، والمعروف بنظرية واينبرغ - سلام . [ 4] [5] وقد تم إثبات وجود التفاعلات الكهروضعيفة تجريبياً على مرحلتين ، الأولى كانت اكتشاف التيارات المحايدة في تشتت النيوترينو بواسطة فريق غارغاميل عام 1973، والثانية عام 1983 بواسطة فريقي UA1 و UA2 اللذين تضمنا اكتشاف بوزونات القياس W وZ في تصادمات البروتون-مضاد البروتون في مسرع البروتونات الفائق المُعدَّل . وفي عام 1999، مُنح جيراردوس هوفت ومارتينوس فيلتمان جائزة نوبل لإثباتهما أن نظرية التفاعل الكهروضعيف قابلة لإعادة التطبيع .

تاريخ

بعد أن كشفت تجربة وو عام 1956 عن انتهاك التكافؤ في التفاعل الضعيف ، بدأ البحث عن طريقة لربط التفاعلات الضعيفة بالكهرومغناطيسية . وبناءً على عمل مشرف أطروحته جوليان شوينجر ، أجرى شيلدون جلاشو تجارب أولية بإدخال نوعين مختلفين من التناظر، أحدهما كيرالي والآخر لا كيرالي، ودمجهما بحيث يبقى تناظرهما الكلي سليمًا. لم تُسفر هذه التجربة عن نظرية قابلة لإعادة التطبيع ، وكان لا بد من كسر تناظرها القياسي يدويًا لعدم وجود آلية تلقائية معروفة، لكنها تنبأت بجسيم جديد، هو بوزون Z. لم يحظَ هذا الاكتشاف باهتمام يُذكر، لعدم تطابقه مع أي نتائج تجريبية.

في عام 1964، طرح سلام وجون كلايف وارد [ 6 ] الفكرة نفسها، لكنهما تنبأا بفوتون عديم الكتلة وثلاثة بوزونات قياس ذات كتلة مع كسر يدوي للتناظر. وفي وقت لاحق، حوالي عام 1967، أثناء بحثه في كسر التناظر التلقائي ، وجد واينبرغ مجموعة من التناظرات التي تتنبأ ببوزون قياس عديم الكتلة ومحايد . في البداية، رفض واينبرغ مثل هذا الجسيم باعتباره عديم الفائدة، لكنه أدرك لاحقًا أن تناظراته تُنتج القوة الكهروضعيفة، فشرع في التنبؤ بكتل تقريبية لبوزوني W وZ. والجدير بالذكر أنه أشار إلى أن هذه النظرية الجديدة قابلة لإعادة التطبيع. [ 3 ] في عام 1971، أثبت جيرارد هوفت أن تناظرات القياس المكسورة تلقائيًا قابلة لإعادة التطبيع حتى مع بوزونات القياس ذات الكتلة.

التركيبة

زاوية المزج الضعيف لواينبرغ θ W ، والعلاقة بين ثوابت الاقتران g و g′ و e . مقتبس من لي (1981). [ 7 ]
نمط التناظر الضعيف T3 والشحنة الفائقة الضعيفة Yw للجسيمات الأولية المعروفة، موضحًا الشحنة الكهربائية Q على طول زاوية المزج الضعيف . يكسر مجال هيغز المتعادل (المحاط بدائرة) التناظر الكهروضعيف ويتفاعل مع الجسيمات الأخرى ليمنحها كتلة. تصبح ثلاثة مكونات من مجال هيغز جزءًا من بوزونات W و Z الضخمة .

رياضيًا، يُوحَّد الكهرومغناطيسية مع التفاعلات الضعيفة كحقل يانغ-ميلز ذي زمرة قياس SU(2) × U(1) ، وهو ما يصف العمليات الشكلية التي يمكن تطبيقها على حقول القياس الكهروضعيفة دون تغيير ديناميكيات النظام. هذه الحقول هي حقول الإيزوسبين الضعيفة W1 و W2 و W3 ، وحقل الشحنة الفائقة الضعيفة B. يُعرف هذا الثبات بالتناظر الكهروضعيف .

يُطلق على مولدات SU ( 2) و U(1) اسمي الأيزوسبين الضعيف (المُشار إليه بـ T ) والشحنة الفائقة الضعيفة (المُشار إليها بـ Y ) على التوالي. وتُنتج هذه المولدات بوزونات القياس التي تتوسط التفاعلات الكهروضعيفة - وهي بوزونات W الثلاثة للأيزوسبين الضعيف ( W1، W2 ، و W3 ) ، وبوزون B للشحنة الفائقة الضعيفة، على التوالي ، وجميعها عديمة الكتلة "مبدئيًا". ولا تُعتبر هذه حقولًا فيزيائية بعد، قبل حدوث كسر التناظر التلقائي وآلية هيغز المرتبطة به .

في النموذج القياسي ، الجسيمات الفيزيائية المرصودة، W ±و Z 0تُنتَج البوزونات ، والفوتون ، من خلال كسر التناظر التلقائي للتناظر الكهروضعيف SU(2) × U(1) y إلى U(1) em ، [ ب ] والذي يحدث بواسطة آلية هيغز (انظر أيضًا بوزون هيغز )، وهي ظاهرة معقدة في نظرية الحقل الكمومي تُغيّر "تلقائيًا" تحقق التناظر وتُعيد ترتيب درجات الحرية. [ 8 ] [ 9 ] [ 10 ] [ 11 ]

تنشأ الشحنة الكهربائية كتركيبة خطية خاصة (غير تافهة) من Y w (الشحنة الفائقة الضعيفة) ومكون T 3 من الإيزوسبين الضعيف (سؤال=تي3+12Yدبليو{\displaystyle Q=T_{3}+{\tfrac {1}{2}}\,Y_{\mathrm {W} }}) الذي لا يقترن ببوزون هيغز . بمعنى آخر: لا يؤثر هيغز والمجال الكهرومغناطيسي على بعضهما البعض، على مستوى القوى الأساسية ("المستوى الثلاثي")، بينما يجب أن يتفاعل أي مزيج آخر من الشحنة الفائقة والدوران النظائري الضعيف مع هيغز. هذا يُسبب فصلًا ظاهريًا بين القوة الضعيفة، التي تتفاعل مع هيغز، والكهرومغناطيسية، التي لا تتفاعل معه. رياضيًا، الشحنة الكهربائية هي مزيج محدد من الشحنة الفائقة و T 3 الموضح في الشكل.

تُعرَّف مجموعة التناظر U(1) em (مجموعة التناظر الخاصة بالكهرومغناطيسية فقط) بأنها المجموعة المتولدة من هذا التركيب الخطي الخاص، ويكون التناظر الذي تصفه مجموعة U(1) em غير منكسر، لأنه لا يتفاعل مباشرة مع جسيم هيغز. [ ج ]

يؤدي كسر التناظر التلقائي المذكور أعلاه إلى اندماج بوزونات W3 و B لتكوين بوزونين فيزيائيين مختلفين بكتلتين مختلفتين – Z0البوزون، والفوتون ( γ )،

(γZ0)=(كوس⁡θدبليوالخطيئة⁡θدبليو-الخطيئة⁡θدبليوكوس⁡θدبليو)(بدبليو3)،{\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}},}

حيث θw هي زاوية المزج الضعيف . تم تدوير المحاور التي تمثل الجسيمات، في المستوى ( W3 , B ) ، بزاوية θw . وهذا يُحدث أيضًا عدم تطابق بين كتلة Z0وكتلة W ±الجسيمات (المشار إليها بـ m z و m w على التوالي)،

مZ=مدبليوكوس⁡θدبليو .{\displaystyle m_{\text{Z}}={\frac {m_{\text{W}}}{\,\cos \theta _{\text{W}}\,}}~.}

تتحد بوزونات W 1 و W 2 بدورها لإنتاج بوزونات W ± ذات الكتلة المشحونة[ 12 ]​

دبليو±=12(دبليو1∓أنادبليو2) .{\displaystyle W^{\pm}={\frac {1}{\sqrt {2\,}}}\,{\bigl (}\,W_{1}\mp iW_{2}\,{\bigr )}~.}

لاغرانجيان

قبل كسر التناظر الكهروضعيف

ينقسم لاغرانجيان التفاعلات الكهروضعيفة إلى أربعة أجزاء قبل ظهور كسر التناظر الكهروضعيف ،

لهـدبليو=لز+لو+لح+لy .{\displaystyle {\mathcal {L}} _ {\mathrm {EW}} = {\mathcal {L}} _ {g} + {\mathcal {L}} _ {f} + {\mathcal {L}} _ {h} + {\mathcal {L}} _ {y} ~.}

اللز{\displaystyle {\mathcal {L}}_{g}}يصف هذا المصطلح التفاعل بين البوزونات المتجهة W الثلاثة والبوزون المتجه B.

لز=-14دبليوأμνدبليوμνأ-14بμνبμν،{\displaystyle {\mathcal {L}}_{g}=-{\tfrac {1}{4}}W_{a}^{\mu \nu }W_{\mu \nu }^{a}-{\tfrac {1}{4}}B^{\mu \nu }B_{\mu \nu },}

أيندبليوأμν{\displaystyle W_{a}^{\mu \nu }}(أ=1،2،3{\displaystyle a=1,2,3}) وبμν{\displaystyle B^{\mu \nu }}هي موترات قوة المجال لحقول قياس الدوران النظائري الضعيف والشحنة الفائقة الضعيفة.

لو{\displaystyle {\mathcal {L}}_{f}}يمثل الحد الحركي للفيرميونات في النموذج القياسي. ويتم التفاعل بين بوزونات القياس والفيرميونات من خلال المشتق المتغير للقياس .

لو=سؤال¯جأناد/سؤالج+u¯جأناد/uج+د¯جأناد/دج+ل¯جأناد/لج+هـ¯جأناد/هـج،{\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},}

حيث يمثل الرمز السفلي j مجموع الأجيال الثلاثة من الفرميونات؛ وQ و u و d هي حقول الكواركات الثنائية اليسارية، والفردية اليمنى العلوية، والفردية اليمنى السفلية على التوالي؛ و L و e هما حقلا الإلكترونات الثنائية اليسارية والفردية اليمنى على التوالي. ( علامة فاينمان المائلة)د/{\displaystyle D\!\!\!\!/}يعني ذلك انكماش التدرج الرباعي مع مصفوفات ديراك ، المعرفة على النحو التالي:

د/≡γμ دμ،{\displaystyle D\!\!\!\!/\equiv \gamma ^{\mu }\ D_{\mu },}

ويُعرَّف المشتق المتغير (باستثناء حقل قياس الغلوون للتفاعل القوي ) على النحو التالي:

 دμ≡∂μ-أنا ز′2 Y بμ-أنا ز2 تيج دبليوμج.{\displaystyle \ D_{\mu }\equiv \partial _{\mu }-i\ {\frac {g'}{2}}\ Y\ B_{\mu }-i\ {\frac {g}{2}}\ T_{j}\ W_{\mu }^{j}.}

هنا Y {\displaystyle \ Y\ }الشحنة الفائقة الضعيفة و تيج {\displaystyle \ T_{j}\ }هي مكونات الإيزوسبين الضعيف.

اللح{\displaystyle {\mathcal {L}}_{h}}يصف هذا المصطلح مجال هيغزح{\displaystyle h}وتفاعلاتها مع نفسها ومع بوزونات القياس،

لح=|دμح|2-λ(|ح|2-v22)2 ،{\displaystyle {\mathcal {L}}_{h}=|D_{\mu }h|^{2}-\lambda \left(|h|^{2}-{\frac {v^{2}}{2}}\right)^{2}\ ,}

أينv{\displaystyle v}هي القيمة المتوقعة للفراغ .

ال لy {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{y}\ }يصف هذا المصطلح تفاعل يوكاوا مع الفرميونات،

لy=-yuأناجϵأب حب† سؤال¯أناأuجج-yدأناج ح سؤال¯أنادجج-yهـأناج ح ل¯أناهـجج+ح.ج. ،// h\ {\overline {L}} _ {i} e_ {j} ^ {c} + \ mathrm {hc} ~،}

ويولد كتلها، التي تظهر عندما يكتسب حقل هيغز قيمة توقع فراغية غير صفرية، وهو ما سيتم مناقشته لاحقًا. yكأناج ،{\displaystyle \ y_{ك}^{ij}\ ,}ل ك∈{u،د،هـ} ،{\displaystyle \ k\in \{\mathrm {u,d,e} \}\ ,}هي مصفوفات اقترانات يوكاوا.

بعد كسر التناظر الكهروضعيف

يعيد لاغرانجيان تنظيم نفسه عندما يكتسب حقل هيغز قيمة توقع فراغية غير معدومة، تحددها طاقة القسم السابق. ونتيجةً لإعادة الصياغة هذه، يصبح كسر التناظر واضحًا. في تاريخ الكون، يُعتقد أن هذا قد حدث بعد فترة وجيزة من الانفجار العظيم الساخن، عندما كان الكون عند درجة حرارة159.5 ± 1.5 GeV  [ 13 ] (بافتراض النموذج القياسي لفيزياء الجسيمات).

نظراً لتعقيدها، فإن أفضل وصف لهذه الدالة اللاغرانجية هو تقسيمها إلى عدة أجزاء على النحو التالي.

لهـدبليو=لك+لشمال+لج+لح+لحV+لدبليودبليوV+لدبليودبليوVV+لY .$$ {L}} _ {\mathrm {HV}} +{\mathcal {L}}_ {\mathrm {WWV}}+{\mathcal {L}}_ {\mathrm {WWVV}}+{\mathcal {L}} _ {\mathrm {Y} }~.}

المصطلح الحركيلك{\displaystyle {\mathcal {L}}_{K}}يحتوي على جميع الحدود التربيعية للدالة اللاغرانجية، والتي تشمل الحدود الديناميكية (المشتقات الجزئية) وحدود الكتلة (التي تغيب بشكل واضح عن الدالة اللاغرانجية قبل كسر التناظر).

لك=∑وو¯(أنا∂/-مو) و-14 أμν أμν-12 دبليوμν+ دبليو-μν+مدبليو2 دبليوμ+ دبليو-μ-14 ZμνZμν+12 مZ2 Zμ Zμ+12 (∂μ ح)(∂μ ح)-12 مح2 ح2 ،{\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}}}

حيث يشمل المجموع جميع فرميونات النظرية (الكواركات واللبتونات)، والحقول أμν ،{\displaystyle \ A_{\mu \nu }\ ,} Zμν ،{\displaystyle \ Z_{\mu \nu }\ ,} دبليوμν- ،{\displaystyle \ W_{\mu \nu }^{-}\ ,}و دبليوμν+≡(دبليوμν-)† {\displaystyle \ W_{\mu \nu }^{+}\equiv (W_{\mu \nu }^{-})^{\dagger }\ }يتم تقديمها على النحو التالي

Xμνأ=∂μXνأ-∂νXμأ+زوأبجXμبXνج ،{\displaystyle X_{\mu \nu }^{a}=\partial _{\mu }X_{\nu }^{a}-\partial _{\nu }X_{\mu }^{a}+gf^{abc}X_{\mu }^{b}X_{\nu }^{c}~,}

معX{\displaystyle X}يتم استبدالها بالحقل ذي الصلة (أ،{\displaystyle A,}Z،{\displaystyle Z,}دبليو±{\displaystyle W^{\pm }}) و f abc بواسطة ثوابت البنية لمجموعة القياس المناسبة.

التيار المحايد لشمال {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }\ }والتيار المشحون لج {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }\ }تحتوي مكونات لاغرانجيان على التفاعلات بين الفرميونات وبوزونات القياس،

لشمال=هـ جμهـم أμ+ز كوس⁡θدبليو  ( جμ3-الخطيئة2⁡θدبليو جμهـم ) 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 }~,}

أين هـ=ز الخطيئة⁡θدبليو=ز′ كوس⁡θدبليو .{\displaystyle ~e=g\ \sin \theta _{\mathrm {W} }=g'\ \cos \theta _{\mathrm {W} }~.}التيار الكهرومغناطيسيجμهـم{\displaystyle \;J_{\mu }^{\mathrm {em} }\;}يكون

جμهـم=∑و qو و¯ γμ و ،{\displaystyle J_{\mu }^{\mathrm {em} }=\sum _{f}\ q_{f}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ f~,}

أين qو {\displaystyle \ q_{f}\ }هي الشحنات الكهربائية للفيرميونات. التيار الضعيف المحايد جμ3 {\displaystyle \ J_{\mu }^{3}\ }يكون

جμ3=∑و تيو3 و¯ γμ  1-γ5 2 و ،{\displaystyle J_{\mu }^{3}=\sum _{f}\ T_{f}^{3}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ {\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\ f~,}

أينتيو3{\displaystyle T_{f}^{3}}هو التماثل النظائري الضعيف للفيرميونات. [ د ]

يُعطى الجزء الخاص بالتيار المشحون من لاغرانجيان بالعلاقة التالية:

لج=-ز 2  [ u¯أنا γμ  1-γ5 2مأناججكم دج+ν¯أنا γμ 1-γ5 2هـأنا ] دبليوμ++ح.ج. ،{\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.} ~,}

أين ν {\displaystyle \ \nu \ }هو حقل النيوترينو المفرد الأيمن، ومصفوفة CKMمأناججكم{\displaystyle M_{ij}^{\mathrm {CKM} }}يحدد المزج بين الكتلة والحالات الذاتية الضعيفة للكواركات. [ د ]

لح{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }}يحتوي على حدود التفاعل الذاتي ثلاثية النقاط ورباعية النقاط لهيغز،

لح=- ز مح2 4 مدبليو ح3- ز2 مح2 32 مدبليو2ح4 .{\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}~.}

لحV{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }}يحتوي على تفاعلات هيغز مع بوزونات متجه القياس،

لحV=( ز محV+ ز2 4ح2 )( دبليوμ+ دبليو-μ+1 2 كوس2⁡ θدبليو 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)~.}

لدبليودبليوV{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }}يحتوي على مقياس التفاعلات الذاتية ثلاثية النقاط،

لدبليودبليوV=-أنا ز [( دبليوμν+ دبليو-μ-دبليو+μ دبليوμν- )( أν الخطيئة⁡θدبليو-Zν كوس⁡θدبليو )+دبليوν- دبليوμ+ ( أμν الخطيئة⁡θدبليو-Zμν كوس⁡θدبليو )] .{\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]~.}

لدبليودبليوVV{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }}يحتوي على مقياس التفاعلات الذاتية ذات النقاط الأربع،

لدبليودبليوVV=- ز2 4 { [ 2 دبليوμ+ دبليو-μ+( أμ الخطيئة⁡θدبليو-Zμ كوس⁡θدبليو )2 ]2-[ دبليوμ+ دبليوν-+دبليوν+ دبليوμ-+( أμ الخطيئة⁡θدبليو-Zμ كوس⁡θدبليو )( أν الخطيئة⁡θدبليو-Zν كوس⁡θدبليو ) ]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}}}

 لY {\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }\ }يحتوي على تفاعلات يوكاوا بين الفرميونات وحقل هيغز،

لY=-∑و  ز مو 2 مدبليوو¯ و ح .{\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }=-\sum _{f}\ {\frac {\ g\ m_{f}\ }{2\ m_{\mathrm {W} }}}\;{\overline {f}}\ f\ H~.}

انظر أيضاً

ملحوظات

  1. ↑ يُعتبرالرقم المحدد 246 جيجا إلكترون فولت هو القيمة المتوقعة للفراغ v=(جيF2)-1/2{\displaystyle v=(G_{\text{F}}{\sqrt {2}})^{-1/2}}من حقل هيغز (حيثجيF{\displaystyle G_{\text{F}}}( ثابت اقتران فيرمي ).
  2. ↑ لاحظ أن U(1) y و U(1) em هما حالتان متميزتان من U(1) العام : كل من القوتين تحصل على نسختها المستقلة الخاصة من المجموعة الوحدوية.
  3. ↑ على الرغم من أن الكهرومغناطيسية - على سبيل المثال الفوتون - لا تتفاعل بشكل مباشر مع بوزون هيغز ، إلا أنها تتفاعل بشكل غير مباشر ، من خلال التقلبات الكمومية .
  4. 1 2 لاحظ العوامل 12 (1-γ5) {\displaystyle ~{\tfrac {1}{2}}\ (1-\gamma ^{5})~}في صيغ الاقتران الضعيف: تُضاف هذه العوامل عمدًا لإزالة أي مكونات كيرالية يسارية لحقول السبينور. ولهذا السبب يُقال إن نظرية الكهروضعيف هي " نظرية كيرالية ".

مراجع

  1. ↑ غلاشو، س. (1959). "إمكانية إعادة تطبيع تفاعلات الميزون المتجه." الفيزياء النووية 10 ، 107.
  2. ↑ سلام، أ .؛ وارد، ج. س. (1959). "التفاعلات الضعيفة والكهرومغناطيسية". نوفو سيمينتو . 11 (4): 568-577 . Bibcode : 1959NCim...11..568S . doi : 10.1007/BF02726525 . S2CID 15889731 . 
  3. 1 2 واينبرغ، س. (1967). "نموذج للبتونات" (ملف PDF) . مجلة Physical Review Letters، 19 ( 21 ): 1264-1266 . Bibcode : 1967PhRvL..19.1264W . doi : 10.1103/PhysRevLett.19.1264 . مؤرشف من النسخة الأصلية (ملف PDF) بتاريخ 12 يناير 2012.
  4. ↑ س. بايس (2005). المعادلات : رموز المعرفة . ص 84. ISBN  0-674-01967-9.
  5. ↑ «جائزة نوبل في الفيزياء 1979» . مؤسسة نوبل . تم الاطلاع عليه بتاريخ 16 ديسمبر 2008 .
  6. ↑ سلام، أ.؛ وارد، ج. س. (نوفمبر 1964). "التفاعلات الكهرومغناطيسية والضعيفة" . رسائل الفيزياء . 13 (2): 168-171 . Bibcode : 1964PhL....13..168S . doi : 10.1016/0031-9163(64)90711-5 .
  7. ↑ لي، ت. د. (1981). "فيزياء الجسيمات ومقدمة في نظرية المجال". فيزياء اليوم . 34 (12): 55. Bibcode : 1981PhT....34l..55L . doi : 10.1063/1.2914386 .
  8. ↑ إنجليرت، ف.؛ براوت، ر. (1964). "التناظر المكسور وكتلة ميزونات متجه القياس" . رسائل المراجعة الفيزيائية . 13 (9): 321-323 . Bibcode : 1964PhRvL..13..321E . doi : 10.1103/PhysRevLett.13.321 .
  9. ↑ هيغز، ب. و. (1964). "التناظرات المكسورة وكتل بوزونات القياس" . رسائل المراجعة الفيزيائية . 13 (16): 508-509 . Bibcode : 1964PhRvL..13..508H . doi : 10.1103/PhysRevLett.13.508 .
  10. ↑ غورالنيك، جي إس؛ هاغن، سي آر؛ كيبل، تي دبليو بي (1964). "قوانين الحفظ العالمية والجسيمات عديمة الكتلة" . رسائل المراجعة الفيزيائية . 13 (20): 585-587 . رمز Bibcode : 1964PhRvL..13..585G . doi : 10.1103/PhysRevLett.13.585 .
  11. ↑ غورالنيك، جي إس (2009). "تاريخ تطوير غورالنيك وهاغن وكيبيل لنظرية كسر التناظر التلقائي وجسيمات القياس". المجلة الدولية للفيزياء الحديثة أ . 24 (14): 2601-2627 . arXiv : 0907.3466 . Bibcode : 2009IJMPA..24.2601G . doi : 10.1142 /S0217751X09045431 . S2CID 16298371 . 
  12. ↑ دي جيه غريفيث (1987). مقدمة في الجسيمات الأولية . جون وايلي وأولاده. ISBN 0-471-60386-4.
  13. ↑ دونوفريو، ميكايلا؛ روموكاينن، كاري (2016). "التحول في النموذج القياسي على الشبكة". مجلة الفيزياء المراجعة د . 93 (2) 025003. arXiv : 1508.07161 . Bibcode : 2016PhRvD..93b5003D . doi : 10.1103/PhysRevD.93.025003 . hdl : 10138/159845 . S2CID 119261776 . 

للمزيد من القراءة

القراء عموماً

نصوص

مقالات