Bosoni W și Z

Bosoni W ^± și Z
Compoziţie	Particulele elementare
Familie	Bosoni
grup	Bosoni de ecartament
Interacțiuni	Interacțiune slabă
Simbol	W ^± și Z ⁰
Teorizat	Glashow , Weinberg , Salam ( 1968 )
Descoperire	Colaborare UA1 și UA2 , 1983
Proprietăți fizice
Masa	W: 80.385 ± 0.015 GeV / c ² LEP EWWG Pagina principală Z: 91.1876 ± 0.0021 GeV / c ² PDGLive Particle Summary
Incarcare electrica	W ^± : ± 1 e Z: 0 și
A învârti	1

Bosonii W și Z sunt bosonii ecartamentali ai interacțiunii slabe .

Ca bosoni gauge cu rotire egală cu 1, ei aparțin clasei de bosoni vectoriali . De asemenea, sunt definiți bosoni și astenoni vector intermediari .

Proprietate

Există două tipuri de bosoni W, unul cu o sarcină electrică +1 și celălalt cu o sarcină -1 (în unități de sarcină electrică elementară) și sunt antiparticulele celuilalt. Bosonul Z o (Z ⁰ ) este neutru. Toți cei trei bosoni sunt foarte masivi (de aproximativ 100 de ori mai mult decât protonul ) și au o durată de viață scurtă (3x10 ^-25 s). Masa lor ridicată explică intervalul scurt de interacțiuni slabe (dimpotrivă, interacțiunea electromagnetică are o rază infinită deoarece bosonul său, adică fotonul , este lipsit de masă ). Cei trei bosoni au toți spinul 1.

Bosonii W, Z și interacțiunea slabă

Diagrama Feynman pentru dezintegrarea beta a unui neutron într-un proton, un electron și un antineutrin de electroni printr-un boson W.

Procesele mediate de W ⁺ și W ^- se numesc procese de curent de sarcină slabă deoarece bosonii pot crește sau micșora sarcina electrică a particulei generate de proces cu o unitate comparativ cu cea a particulei inițiale. De asemenea, pot schimba aroma particulelor implicate. Procesele în care intervine Z sunt numite procese neutre de curent slab și nu implică nici o schimbare a sarcinii electrice și nici a gustului . Bosonul W este cel mai bine cunoscut pentru rolul său în reacțiile nucleare, care apar prin dezintegrarea beta a neutronilor nucleului atomic , pentru care un neutron este transformat într-un proton cu emisia unui electron (care, în acest context, se numește particulă β ) și un antineutrino :

${\hbox{n}}\to {\hbox{p}}+{\hbox{e}}^{-}+{\overline {\nu }}_{e}$ ${\ displaystyle {\ hbox {n}} \ to {\ hbox {p}} + {\ hbox {e}} ^ {-} + {\ overline {\ nu}} _ {e}}$ ${\ displaystyle {\ hbox {n}} \ to {\ hbox {p}} + {\ hbox {e}} ^ {-} + {\ overline {\ nu}} _ {e}}$

Neutronul și protonul nu sunt particule fundamentale, ci sunt alcătuite din trei quarcuri ; în special, neutronul este alcătuit din doi quarks descendenți și un quark ascendent (ddu) și protonul din doi quark ascendenți și un quark descendent (uud). La acest nivel, decăderea beta este deci dată de un quark d care schimbă aroma și devine un quark u, cu emisia unui W ^- :

{\hbox{d}}\to {\hbox{u}}+{\hbox{W}}^{-}

{\ displaystyle {\ hbox {d}} \ to {\ hbox {u}} + {\ hbox {W}} ^ {-}}

{\ displaystyle {\ hbox {d}} \ to {\ hbox {u}} + {\ hbox {W}} ^ {-}}

care la rândul său se descompune imediat într-un electron și un antineutrin electronic:

{\hbox{W}}^{-}\to {\hbox{e}}^{-}+{\overline {\nu }}_{e}

{\ displaystyle {\ hbox {W}} ^ {-} \ to {\ hbox {e}} ^ {-} + {\ overline {\ nu}} _ {e}}

{\ displaystyle {\ hbox {W}} ^ {-} \ to {\ hbox {e}} ^ {-} + {\ overline {\ nu}} _ {e}}

Procesele care implică Z, lăsând nealterate sarcina și aroma particulelor, sunt mai dificil de observat și necesită utilizarea acceleratorilor de particule și a detectoarelor sofisticate. Primele dovezi ale proceselor de curent neutru, obținute în camera cu bule Gargamelle de la CERN în 1973 , urmează teoriile despre decăderea beta timp de patruzeci de ani.

Predicția teoretică a bosonilor W și Z

Introducerea bosonilor W și Z în teoriile fizice coboară din încercarea de a construi un model care să descrie interacțiunea slabă care a fost similară cu teoria efectivă a electrodinamicii cuantice (dezvoltată în anii cincizeci ai secolului XX pentru descrierea procesele electromagnetice cu mecanica cuantică ) și că ar putea fi urmărită înapoi la teoria Fermi a interacțiunii slabe . Punctul culminant al acestui efort a venit la sfârșitul anilor 1960, când Sheldon Glashow , Steven Weinberg și Abdus Salam au propus teoria electro - slabă , care vede forțele slabe și electromagnetice unite într-o singură interacțiune. Această teorie, pe lângă prezicerea bosonilor W care mediază beta-dezintegrarea, a postulat un al doilea boson vector, bosonul Z. Rezultatele detectorului Gargamelle de la CERN au fost prima confirmare validă a teoriei electrodebole.

Faptul că bosonii W și Z sunt foarte masivi a fost unul dintre principalele obstacole în calea dezvoltării teoriei electrovârstice. De fapt, este o teorie a gabaritului SU (2) $\otimes$ ${\ displaystyle \ otimes}$ $\ otimes$ U (1) , dar în teoriile ecartamentale bosonii sunt lipsiți de masă, așa cum este cazul fotonului în electrodinamica cuantică, descrisă de o teorie a ecartamentului U (1) . Modul în care este generată o masă fără a renunța la simetria gabarită a teoriei se numește spargere de simetrie spontană și cea mai acreditată explicație a acestui proces este mecanismul Higgs . Acest mecanism prezice existența unei alte particule, bosonul Higgs .

Combinația teoriei gabaritului SU (2) $\otimes$ ${\ displaystyle \ otimes}$ $\ otimes$ U (1) pentru interacțiunea electro-slabă și mecanismul Higgs este cunoscut sub numele de model Glashow-Weinberg-Salam. Pentru această lucrare, cei trei fizicieni au câștigat Premiul Nobel pentru fizică în 1979 și acest model este în prezent unul dintre pilonii modelului standard .

Interacțiunea bosonului Higgs

Să luăm în considerare grupul de simetrie introdus de Glashow : $SU_{L}(2)\times U_{Y}(1)$ ${\ displaystyle SU_ {L} (2) \ times U_ {Y} (1)}$ ${\ displaystyle SU_ {L} (2) \ times U_ {Y} (1)}$ .

Pentru a efectua o transformare de fază locală a acestui grup, introducem un derivat covariant adecvat:

$\partial _{\mu }\to D_{\mu }=\partial _{\mu }-ig\sum _{a=1}^{3}\tau ^{a}{\vec {W}}_{\mu }^{a}-i{\frac {g'}{2}}YB_{\mu }$ ${\ displaystyle \ partial _ {\ mu} \ to D _ {\ mu} = \ partial _ {\ mu} -ig \ sum _ {a = 1} ^ {3} \ tau ^ {a} {\ vec { W}} _ {\ mu} ^ {a} -i {\ frac {g '} {2}} YB _ {\ mu}}$ ${\ displaystyle \ partial _ {\ mu} \ to D _ {\ mu} = \ partial _ {\ mu} -ig \ sum _ {a = 1} ^ {3} \ tau ^ {a} {\ vec { W}} _ {\ mu} ^ {a} -i {\ frac {g '} {2}} YB _ {\ mu}}$

Pur și simplu aplicăm această derivată câmpului Higgs definit ca:

$\phi (x)=\left({\begin{array}{cc}H^{0}\\H^{-}\end{array}}\right)$ ${\ displaystyle \ phi (x) = \ left ({\ begin {array} {cc} H ^ {0} \\ H ^ {-} \ end {array}} \ right)}$ ${\ displaystyle \ phi (x) = \ left ({\ begin {array} {cc} H ^ {0} \\ H ^ {-} \ end {array}} \ right)}$

$D_{\mu }\phi (x)=\left[\partial _{\mu }-ig\sum _{a=1}^{3}\tau ^{a}{\vec {W}}_{\mu }^{a}-i{\frac {g'}{2}}YB_{\mu }\right]\phi (x)$ ${\ displaystyle D _ {\ mu} \ phi (x) = \ left [\ partial _ {\ mu} -ig \ sum _ {a = 1} ^ {3} \ tau ^ {a} {\ vec {W }} _ {\ mu} ^ {a} -i {\ frac {g '} {2}} YB _ {\ mu} \ right] \ phi (x)}$ ${\ displaystyle D _ {\ mu} \ phi (x) = \ left [\ partial _ {\ mu} -ig \ sum _ {a = 1} ^ {3} \ tau ^ {a} {\ vec {W }} _ {\ mu} ^ {a} -i {\ frac {g '} {2}} YB _ {\ mu} \ right] \ phi (x)}$

Unde este $\tau ^{a}$ ${\ displaystyle \ tau ^ {a}}$ ${\ displaystyle \ tau ^ {a}}$ sunt matricile Pauli , după ce au definit generatorii grupului ca

$[{\vec {G}}]=\left[{\frac {\vec {\tau }}{2}};{\frac {1}{2}}\right]$ ${\ displaystyle [{\ vec {G}}] = \ left [{\ frac {\ vec {\ tau}} {2}}; {\ frac {1} {2}} \ right]}$ ${\ displaystyle [{\ vec {G}}] = \ left [{\ frac {\ vec {\ tau}} {2}}; {\ frac {1} {2}} \ right]}$

Aceasta implică ruperea spontană a simetriei tuturor celor patru generatoare ale câmpului de vid:

$G^{i}\phi _{VAC}(x)\neq \left(\phi _{VAC}'(x)\right)\qquad i=1...4$ ${\ displaystyle G ^ {i} \ phi _ {VAC} (x) \ neq \ left (\ phi _ {VAC} '(x) \ right) \ qquad i = 1 ... 4}$ ${\ displaystyle G ^ {i} \ phi _ {VAC} (x) \ neq \ left (\ phi _ {VAC} '(x) \ right) \ qquad i = 1 ... 4}$

În schimb, dorim ca unul dintre generatori să nu câștige masă, deci trebuie să impunem ca cel puțin unul dintre cei patru generatori să verifice:

$G'\phi _{VAC}(x)=\left(\phi _{VAC}'(x)\right)$ ${\ displaystyle G '\ phi _ {VAC} (x) = \ left (\ phi _ {VAC}' (x) \ right)}$ ${\ displaystyle G '\ phi _ {VAC} (x) = \ left (\ phi _ {VAC}' (x) \ right)}$

asa de

$G'={\frac {1}{2}}\left({\begin{array}{cc}1&0\\0&0\end{array}}\right)={\frac {1}{2}}(1+\tau ^{3})={\frac {1}{2}}H_{W}+I_{W}^{3}$ ${\ displaystyle G '= {\ frac {1} {2}} \ left ({\ begin {array} {cc} 1 & 0 \\ 0 & 0 \ end {array}} \ right) = {\ frac { 1} {2}} (1+ \ tau ^ {3}) = {\ frac {1} {2}} H_ {W} + I_ {W} ^ {3}}$ ${\ displaystyle G '= {\ frac {1} {2}} \ left ({\ begin {array} {cc} 1 & 0 \\ 0 & 0 \ end {array}} \ right) = {\ frac { 1} {2}} (1+ \ tau ^ {3}) = {\ frac {1} {2}} H_ {W} + I_ {W} ^ {3}}$

Redefinind astfel unul dintre generatori, trebuie să redefinim și derivatele covariante și parametrii liberi g și g '. Facem acest lucru introducând un nou parametru: $\theta _{W}$ ${\ displaystyle \ theta _ {W}}$ ${\ displaystyle \ theta _ {W}}$ , colțul orașului Weinberg .

Noii parametri vor fi:

$g\sin \theta _{W}=g'\cos \theta _{W}\quad \tan \theta _{W}={\frac {g'}{g}}$ ${\ displaystyle g \ sin \ theta _ {W} = g '\ cos \ theta _ {W} \ quad \ tan \ theta _ {W} = {\ frac {g'} {g}}}$ ${\ displaystyle g \ sin \ theta _ {W} = g '\ cos \ theta _ {W} \ quad \ tan \ theta _ {W} = {\ frac {g'} {g}}}$

Apoi efectuăm o rotație unitară a câmpurilor $W_{\mu }^{3}$ ${\ displaystyle W _ {\ mu} ^ {3}}$ ${\ displaystyle W _ {\ mu} ^ {3}}$ Și $B_{\mu }$ ${\ displaystyle B _ {\ mu}}$ ${\ displaystyle B _ {\ mu}}$ în așa fel încât să se obțină că vectorul boson care înmulțește noul generator ${\frac {1}{2}}(1+\tau ^{3})$ ${\ displaystyle {\ frac {1} {2}} (1+ \ tau ^ {3})}$ ${\ displaystyle {\ frac {1} {2}} (1+ \ tau ^ {3})}$ , corespunde exact fotonului $A_{\mu }$ ${\ displaystyle A _ {\ mu}}$ ${\ displaystyle A _ {\ mu}}$ .

$B_{\mu }=\cos \theta _{W}A_{\mu }+\sin \theta _{W}Z_{\mu }$ ${\ displaystyle B _ {\ mu} = \ cos \ theta _ {W} A _ {\ mu} + \ sin \ theta _ {W} Z _ {\ mu}}$ ${\ displaystyle B _ {\ mu} = \ cos \ theta _ {W} A _ {\ mu} + \ sin \ theta _ {W} Z _ {\ mu}}$

$W_{\mu }^{3}=\sin \theta _{W}A_{\mu }-\cos \theta _{W}Z_{\mu }$ ${\ displaystyle W _ {\ mu} ^ {3} = \ sin \ theta _ {W} A _ {\ mu} - \ cos \ theta _ {W} Z _ {\ mu}}$ ${\ displaystyle W _ {\ mu} ^ {3} = \ sin \ theta _ {W} A _ {\ mu} - \ cos \ theta _ {W} Z _ {\ mu}}$

Observații directe

Carlo Rubbia ,Premiul Nobel pentru fizică 1984 împreună cu Simon van der Meer pentru detectarea experimentală a bosonilor W și Z

Observarea directă a bosonilor W și Z a fost posibilă numai în urma construirii unor acceleratoare suficient de puternice pentru a produce aceste particule foarte masive. Primul semnal W a avut loc în ianuarie 1983 datorită utilizării acceleratorului SPS ( Super Proton Synchrotron ) al CERN în timpul experimentelor UA1 (conduse de Carlo Rubbia ) și UA2 , realizate grație eforturilor unei mari colaborări a oamenilor de știință. Câteva luni mai târziu a avut loc observarea lui Z. Aceste rezultate au fost posibile datorită introducerii de către Simon van der Meer a tehnicii de răcire stocastică . Descoperirea a fost atât de senzațională încât Rubbia și van Der Meer au primit Premiul Nobel pentru fizică la doar un an după eforturile lor, cu o cronologie mult mai rapidă decât de obicei la Fundația Nobel.

Următorul electron colizor de construcție - pozitron ca colizorul mare electron-pozitron (CERN) și colosorul liniar Stanford ( SLAC ) și cel mai puternic colider proton-antiproton (precum Tevatron la Fermilab ) la sfârșitul anilor 1980, poate ajunge la energii mai mari decât cele disponibile cu SPS, a permis o producție mai mare a bosonilor W și Z și, prin urmare, un studiu mai aprofundat al proprietăților lor.

Acești colizori au fost folosiți, fără succes, pentru a căuta urme indirecte ale bosonului Higgs, în timp ce urmele unei particule compatibile cu acest boson au fost observate în experimentele efectuate cu cel mai puternic colisionor mare de hadroni (LHC) la CERN .

Un rezultat foarte important obținut prin studierea descompunerilor bosonului Z este că există doar trei familii de neutrini cu masa mai mică de m _Z / 2 și, prin urmare, cel mai probabil există doar trei familii de fermioni fundamentali:

electron , electron neutrino , quark sus , quark descendent ;
muon , muon neutrino , quark ciudat , quark charm ;
tau , neutrino tau, quark bottom (sau beauty), quark top (sau adevăr).

W bosoni și supersimetrii

O problemă cu bosonii W ⁺ este că, conform modelului de supersimetrie SU (5) , la energiile de 1 TeV un boson W ⁺ are o probabilitate mai mare de 1 de a împrăștia un alt boson W ⁺ : ceea ce înseamnă că, oricum trage, vei atinge ținta. Se speră că odată cu observarea bosonului Higgs putem renormaliza predicția, aducând probabilitatea la valori mai mici de 1.

Aceeași teorie prezice că protonul se poate descompune, transformându-se într-un quark și un antiquark și un W ⁺ , plus alte particule.

Elemente conexe

Alte proiecte

Wikimedia Commons conține imagini sau alte fișiere pe bosonii W și Z

linkuri externe

( EN ) Revizuirea fizicii particulelor cele mai actualizate informații despre proprietățile particulelor.
( EN ) W și Z între paginile CERN

Portalul fizicii : accesați intrările Wikipedia care se ocupă cu fizica