Teoria oddziaływań elektrosłabych

Z Wikipedii, wolnej encyklopedii
Skocz do: nawigacji, wyszukiwania

Teoria oddziaływań elektrosłabych (Teoria Małej Unifikacji) – kwantowa teoria pola opisująca oddziaływania słabe oraz elektromagnetyczne. Zawiera ona w sobie wcześniejszą teorię oddziaływań słabych i elektrodynamikę kwantową.

Teoria oddziaływań elektrosłabych traktuje oddziaływania słabe i elektromagnetyczne jako przejaw jednego oddziaływania elektrosłabego.

Oddziaływaniu elektrosłabemu podlegają wszystkie znane cząstki fermionowe. Przyciąganie, odpychanie i przemiany tych cząstek tłumaczy się wymianą bozonów pośredniczących: Z, W+, W- i fotonu.

Według obecnej wiedzy, we wczesnych epokach Wszechświata istniała pełna symetria między oddziaływaniami słabymi i elektromagnetycznymi. Symetria ta została później złamana, w wyniku czego mamy obecnie dwa oddziaływania. Łamaniem symetrii tłumaczy się także różnicę mas pomiędzy bozonem Z a fotonem.

Teoria oddziaływań elektrosłabych jest nieabelową teorią z cechowaniem o złamanej symetrii. Grupą cechowania jest grupa SU(2)×U(1). Chociaż elektromagnetyzm opisuje grupa U(1)EM, nie jest to ta sama grupa, co w iloczynie (U(1)Y). W rzeczywistości obie części opisują zarówno elektromagnetyzm jak i oddziaływanie słabe. Ładunek oddziaływania elektromagnetycznego nazywamy ładunkiem elektrycznym (Q), ładunek oddziaływania słabego nazywamy ładunkiem słabym, ładunek opisywany przez część SU(2) grupy symetrii oddziaływań elektrosłabych nazywamy izospinem (I) a ładunek opisywany przez część U(1) – hiperładunkiem (Y) (wyjaśnia on między innymi, dlaczego leptony mają inny ładunek elektryczny niż kwarki). Wielkości te wiąże zależność:

Q = I3 + Y/2

Teorię oddziaływań elektrosłabych stworzyli: Sheldon Glashow, Abdus Salam i Steven Weinberg, za co otrzymali Nagrodę Nobla w dziedzinie fizyki w 1979.

Struktura matematyczna[edytuj | edytuj kod]

Oddziaływanie elektrosłabe pod nieobecność i w obecności pól Higgsa

Model przewiduje istnienie czterech bezmasowych bozonów pośredniczących, trzy z nich oznaczone przez \mathbf{W}_\mu = [W_\mu^{(1)},W_\mu^{(2)},W_\mu^{(3)}], są składowymi trypletu I = 1 grupy SU(2), czwarty \mathbf{B}_\mu, jest izoskalarem I = 0 transformującym się względem grupy U(1) słabego hiperładunku. Aby nadać bozonom pośredniczącym masy, bez jednoczesnego naruszenia renormalizowalności teorii, wprowadzono mechanizm spontanicznego łamania symetrii, poprzez dublet pól zespolonych (czterech pól rzeczywistych) z I = 1/2, nazwanych skalarami Higgsa, które generują masy cząstek poprzez samooddziaływanie.

Pola masowych bozonów oznaczamy odpowiednio W^+_\mu,W^-_\mu,Z^0_\mu , bozon oznaczony jako A^{\ }_\mu pozostaje bezmasowy i odpowiada fotonowi.

Dla bozonów naładowanych:

W^{\pm}_\mu = \frac{1}{\sqrt{2}}(W_\mu^{(1)}\pm W_\mu^{(2)})

dla bozonow neutralnych:

Z^0_\mu = W_\mu^{(3)} \cos\Theta_W - B_\mu \sin\Theta_W
A^{\ }_\mu = W_\mu^{(3)} \sin\Theta_W + B_\mu \cos\Theta_W

Kąt \Theta_W nazywa się kątem mieszania oddziaływań słabych (kąt Weinberga). Wartość tego kąta należy wyznaczyć doświadczalnie, co jest jednym ze słabych punktów modelu standardowego.

Bibliografia[edytuj | edytuj kod]