W og Z bosoner

Bosonene W og ZW ± og Z 0
Klassifisering	elementær partikkel
Familie	boson
Klynge	måle boson
Interaksjon	Tyngdekraft Elektromagnetisme Svak interaksjon
Antipartikkel	W + : Boson W − Z 0 : seg selv
Deig	W ± : 80.401 (38) GeV / c 2 Z 0 : 91.1876 (21) GeV / c 2
halvt liv	~10 −25 sek
elektrisk ladning	W ± : ±1 e Z 0 : Nøytral
fargebelastning	nøytral
snurre rundt	$1\hbar \;$

W- og Z-bosonene er mediatorpartiklene til den svake kjernefysiske interaksjonen , en av naturens fire grunnleggende interaksjoner . De er to typer grunnleggende partikler, veldig massive, som generelt er ansvarlige for å endre smaken til andre partikler, leptoner og kvarker .

De ble oppdaget ved CERN i 1983 ; selv om dens eksistens og generelle egenskaper var blitt forutsagt mye tidligere. W-bosonet mottar det navnet fra det engelske ordet weak , 'weak', på grunn av den svake interaksjonen som det karakteriserer. Z-bosonet kan ha fått det navnet fordi det var den siste av de tre som ble oppdaget, eller kanskje fordi den har null elektrisk ladning . [ 1 ] På spansk er de også ofte kjent som "mellombosoner".

Egenskaper

Det finnes to typer W-bosoner: en med positiv elektrisk ladning lik elementærladningen og den andre med samme ladning, men negativ. De er symbolisert W + og W- og begge er henholdsvis antipartikler av den andre [ sitering nødvendig ] . Z-bosonet er elektrisk nøytralt, og det er sin egen antipartikkel [ sitat nødvendig ] .

Alle tre typer bosoner er veldig massive for å være elementærpartikler . W-bosonene har en masse på 80,4 GeV/c 2 , [ 2 ] og Z-bosonene 91,2 GeV/c 2 . De er mer massive enn jernkjerner , noe som perfekt forklarer hvorfor avstandene som denne interaksjonen virker på er så små, i størrelsesorden 10-18 m .

Alle tre bosonene har et spinn på 1, og en veldig kort halveringstid i størrelsesorden 10 -25 sekunder.

W- og Z-bosonene i det svake samspillet

Når en lepton eller kvark ser ut til å bli lysere ( forfaller eller forfaller), sies det å endre smak. Alle prosessene med endring av smak skyldes det svake samspillet, og i alle griper en av de tre typene mellombosoner inn.

En av de viktigste prosessene som involverer W-bosoner er beta-forfall , der et nøytron 'forvandles' til et proton :

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

Som vi kan se, blir nøytronet et proton og sender også ut et elektron og et elektron-antineutrino . Men nøytronet er ikke en elementær partikkel , det er laget av 2 dunkvarker og en oppkvarker (og også gluoner ), og det blir et proton fordi en av dunkvarkene endrer smaken til opp.

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

Men dunkvarken er ikke den som sender ut elektronet og nøytrinoet. Faktisk blir nedkvarken bare oppkvarken og en negativ W-boson (for å bevare systemets elektriske ladning ). Det er W-bosonet som nesten øyeblikkelig etterpå forfaller til de to leptonene .

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

Når det gjelder positronemisjon , er mellombosonet som er involvert den positive; den omhandler omdannelsen av et proton til et nøytron, positron og elektron-nøytrino .

Når man ser de tidligere tilfellene, bør Z-bosonet gripe inn i prosessene som ikke innebærer en endring i den elektriske ladningen til den berørte partikkelen (men den endrer smaken), men dette er ikke tilfelle. Dette bosonet fungerer bare som en momentumbærerpartikkel : når to partikler utveksler et Z-boson, overfører den ene momentum til den andre . Denne utvekslingen kalles en nøytral strøminteraksjon , ingen av de berørte partiklene endrer smak, og studien krever bruk av de mest energiske partikkelakseleratorene i verden.

Virtuelle W og Z bosoner

Fortsetter vi med forrige eksempel, ser vi at nedkvarken blir en oppkvark og en W-boson. Dette bryter helt klart loven om bevaring av masseenergi , siden det virker umulig at det er så mye energi i systemet at en veldig lys kvark genererer plutselig et W-boson som har mer enn 20 000 ganger sin opprinnelige masse. Men W-bosonet eksisterer bare i omtrent 10-25 sekunder; På grunn av Heisenbergs usikkerhetsprinsipp eksisterer den i så kort tid at dens momentum (en funksjon av masse) og posisjon aldri kan måles med fullstendig nøyaktighet.

Du må bare ta i betraktning at masse-energien på slutten og i begynnelsen er likeverdige, og at det i midten var en masse-energi-asymmetri så kort at det er som om virkeligheten ikke en gang la merke til det. Partikler som gjør slike ting kalles virtuelle partikler , og de forekommer også i de andre grunnleggende kreftene , men massen til W- og Z-bosonene gjør denne ideen enda mer relevant.

Forutsigelse av dens eksistens

På grunn av den store suksessen med kvanteelektrodynamikk for elektromagnetisk interaksjon på 1950-tallet, [ hvem? ] forsøkte å utvikle en lignende teori for den svake interaksjonen. Teorien kulminerte med fremveksten av teorien som forener elektromagnetisme med det svake samspillet: den elektrosvake teorien . For hans arbeid med elektrosvak teori; Sheldon Glashow , Steven Weinberg og Abdus Salam mottok Nobelprisen i fysikk.

Den elektrosvake teorien postulerte deretter eksistensen av W-bosoner for å forklare beta-forfall, og postulerte også eksistensen av Z-bosonet og momentumoverføring av det. Det største problemet med teorien var at bærerne hadde masse, i motsetning til de andre som ikke har det. En forklaring, Higgs-mekanismen , bryter symmetrien til SU(2) ( real quaternions ) gauge-teori for å gi masse til W- og Z-bosonene; og spår også eksistensen av Higgs-bosonet , som forårsaker massen av alle partikler, bortsett fra nøytrinoer.

Kombinasjonen av slik måleteori, elektromagnetisk interaksjon og Higgs-mekanismen kalles Glashow-Weinberg-Salam-modellen .

Beregning av masser ved hjelp av Higgs-mekanismen

Denne delen illustrerer Higgs-mekanismen som fører til at vektorbosonene Z 0 og W ± får en effektiv masse. I hovedsak antas det at etter Z 0 og W ± bosonene vil det i utgangspunktet være masseløse partikler beskrevet av y-feltene. Men siden disse feltene samhandler på en kompleks måte med Higgs-bosonet, ender de opp med å oppføre seg som massepartikler, så i situasjoner der Higgs-bosonet ikke er observerbart, forventes det at den svake interaksjonen manifesterer seg gjennom vektorbosoner uten masse, men som masse partikler., som har blitt observert.

For formelt å se hvordan Higgs-mekanismen fungerer fra et matematisk synspunkt, tar vi utgangspunkt i en lagrangianer som beskriver to komplekse skalare bosoniske felt, der et lokalt ikke-abelsk symmetribrudd vil skje gjennom en Higgs-mekanisme . Den innledende Lagrangian er:

( 1 ) ${\mathcal {L}}=\left(D^{\mu}\phi \right)^{\dolk }\left(D_{\mu}\phi \right)-V\left(\phi \dolk },\phi \right)-{\frac {1}{4}}{\vec {G}}^{\mu \nu }\cdot {\vec {G}}_{\mu \ nu } -{\frac {1}{4}}F^{\mu \nu }F_{\mu \nu },$

hvor:

D_{\mu }=\partial​​\mu }+1/2\left(ig\tau​​l}W_{\mu }^{l}+ig'B_{\mu }\right)

, er den kovariante deriverte assosiert med målefeltene

\phi ,\phi<\dolk }

beskrive feltet assosiert med fermioner som samhandler gjennom det elektrosvake feltet.

V\left(\phiÂ\dolk },\phi \right)=1/2\left(\muÂ2}\phiÂ\dolk }\phi +\lambdaÂ2}\ left(\phi<\dolk }\phi \right)^{2}\right)

er det såkalte biquadratiske potensialet,

F_{\mu \nu }=\partial​​\mu }B_{\nu }-\partial​​\nu }B_{\mu }

, er den abelske felttensoren, analog med den elektromagnetiske felttensoren .

G_{\mu \nu }=\partial​​\mu }W_{\nu }-\partial​​\nu }W_{\mu }+ig[W_{\mu },W_{\nu } ]

, er den ikke-abelske felttensoren.

I den forrige Lagrangian kan to mulige tilfeller oppstå:

Hvis Lagragian beskriver Yang-Mills-teorien . $\mu<2}>0$
Hvis det er tilfelle av interesse hvor symmetrien knyttet til den enhetlige spesialgruppen kan brytes spontant. $\mu<2}<0$ $\mathrm {SU} (2)$

Derfor, for å illustrere Higgs-mekanismen for spontan symmetribrudd, antas det at , og i så fall vil minimum av det biquadratiske potensialet gis av: $\mathrm {SU} (2)$ $\mu<2}<0$

( 2 ) $V\left(\phiÂ\dolk },\phi \right)_{0}=-{\frac {1}{2}}{\frac {\muÂ2}}{\lambda 2}}}= {\frac {\nu 2}}{2}}$

Under disse omstendighetene, uten tap av generalitet, kan følgende tilstand anses å representere det effektive vakuumet:

( 3 ) $\phi{0}=\left({\begin{array}{c}0\\{\frac {\nu}{\sqrt {2}}}\end{array}}\right)$

Med tanke på en Taylor-utvidelse rundt , kan vektoren som gir felttilstanden representeres som: $\scriptstyle \phi 0}$

( 4a ) $\phi =\left({\begin{array}{c}0\\{\frac {\nu}{\sqrt {2}}}\\\end{array}}\right)+\venstre ({\begin{array}{c}\varphi1+i\varphi2}\\\phi3+i\phi44\\\end{array}}\right )$

Ovennevnte tilstand kan reparametriseres som en forstyrrelse i form av fire reelle felt: tre og ett : $\epsilon (x)$ $\phi (x)$

( 4b ) $\phi (x)=e^{-i\epsilonl}(x){\frac {\taul}}{2}}}\left({\begin{array}{c }0\\{\frac {\nu +\varphi (x)}{\sqrt {2}}}\\\end{array}}\right)$

Siden teorien er invariant ved handlingen til den enhetlige gruppen U(1) , kan det forrige uttrykket ved hjelp av en transformasjon skrives på en ekvivalent måte som:

( 4c ) $\phi (x)=\left({\begin{array}{c}0\\{\frac {\nu +\varphi (x)}{\sqrt {2}}}\\\end{ array}}\right)$

Valgfriheten av måler brukes til å konvertere til en komponent av en isospinor . Vi legger det til Lagrangian: $\scriptstyle \phi$

( 5a ) ${\begin{matrix}{\mathcal {L}}=\left[\partialÂ\mu }\phiÂ\dolk }-\phiÂ\dolk }\left(igW^{\mu }+i{\frac {g'}{2}}B^{\mu }\right)\right]\left[\left(\partial\mu }+igW_{\mu }+i{\frac {g'}{2 }}B_{\mu }\right)\phi \right]-\dots \\\dots V\left(\phi\dolk }\phi \right)-{\frac {1 }{4}}{ \vec {G}}^{\mu \nu }\cdot {\vec {G}}_{\mu \nu}-{\frac {1}{4}}F^{\ mu \nu }F_{ \mu \nu }\end{matrise}}$

Ved å omorganisere begrepene blir lagrangianeren:

( 5b ) ${\begin{matrix}{\mathcal {L}}={\frac {1}{2}}\left[\left(\partial\mu }\varphi \right)\left(\partial µ }\varphi \right)+\mu 2}\varphi 2}\right]-{\frac {1}{4}}{\vec {G}}^{\mu \nu}\cdot {\vec {G }}_{\mu \nu }-{\frac {1}{4}}F^{\mu \nu}F_{\mu \nu}+\dots \\\dots {\frac {g^{2 }}{8}}\nu 2}\venstre(W^{1\mu }W_{\mu}^{1}+W^{2\mu}W_{\ mu }^{2}\right)+ {\frac {1}{8}}\nu 2}\left(gW^{3\mu}-g'B^{\mu}\right)\left (gW_{\mu}^{3}-g 'B^{\mu }\right)+{\mathcal {O}}(.^{2})+\Lambda \end{matrise}}$

Hvis vi nå skiller feltet fra feltet og introduserer den såkalte Weinberg - vinkelen som: $\scriptstyle W^{3}$ $\scriptstyle B$

\theta​​w}\rightarrow \tan {\left(\theta​​w}\right)}={g'}/{g}

Følgende kombinasjoner av felt eller "avledede felt" kan skrives:

( 6a )

gW_{\mu }^{3}-g'B_{\mu}={\frac {g}{\cos {\theta​w}}}}\left(\cos {\theta​​ w}}W_{\mu }^{3}-\sin {\thetaw}}B_{\mu}\right)\equiv {\frac {g}{\cos {\thetaw}} }}Z_{\mu }

A_{\mu }=\sin {\theta​​w}}W_{\mu }^{3}+\cos {\theta​​w}}B_{\mu }.

Langrangian kan skrives i form av disse nye feltene som:

( 5c ) ${\mathcal {L}}={\frac {1}{2}}\left[\left(\partial\mu }\varphi \right)\left(\partial\mu }\ varphi \right)+\mu 2}\varphi 2}\right]-{\frac {1}{4}}\sum i=1}^{2}{\left(\left( \partial }W^{ i\nu }-\partial }W^{i\mu}\right)\left(\partial}W_{\nu}^{i}-\partial\nu }W_{\mu }^{i} \right)-{\frac {1}{2}}g^{2}\nu 2}W^{i\mu } W_{\mu }^{i}\right)}$

-{\frac {1}{4}}\left(\left(\partialÂ\mu}Z^{\nu}-\partialÂ\nu}Z^{\mu}\right) \left(\ delvis​​\mu }Z_{\nu}-\partial​​\nu }Z_{\mu }\right)-{\frac {1}{2}}\left(g^{2} +g'^ {2}\right)\nu 2}Z^{\mu }Z_{\mu}\right)-{\frac {1}{4}}\left(\partial}A^{\nu}-\partial ​​\nu }A^{\mu }\right)+{\mathcal {O}}(.^{2})

Endelig har vi et massivt skalar Higgs-felt, med masse . I tillegg er det tre massive vektorbosoner: , og . Massene er: $\phi$ ${\sqrt {-\mu<2}}}$ $W^{1}$ $W^{2}$ $Z$

$m_{W^{1}}=g{\frac {\nu }{2}}=m_{W^{2}}$
$m_{Z}={\sqrt {g^{2}+g'^{2}}}{\frac {\nu }{2}}={\frac {m_{W}}{\cos {\thetaw}}}}$

Generatorene , og forlater ikke vakuumet invariant. Men ja, og det er ansvarlig for å forlate feltet uten masse. Higgs-mekanismen samler Gauge-bosonene og spiser opp tre av de fire Higgs-feltene. ${\frac {\tau 1}}{2}}$ ${\frac {\tau 2}}{2}}$ $1-{\frac {\tau 3}}{2}}$ $1+{\frac {\tau 3}}{2}}$ $A_{\mu }$

Oppdagelse av bosoner

Oppdagelsen var en av CERNs største prestasjoner . Først oppdaget laboratoriet mange av effektene som ble spådd for disse bosonene; og så, i 1983 , oppdaget han selve partiklene.

Beta-forfall, en av de viktigste effektene av den svake interaksjonen formidlet av W-bosoner, har vært kjent siden begynnelsen av 1900-tallet . Det tok til 1973 før Gargamelle- boblekammeret observerte effekten av den nøytrale strøminteraksjonen av en del av Z-bosoner, allerede spådd av den nylige elektrosvake teorien . [ 3 ] Det ble fotografert hvordan noen få elektroner plutselig begynte å bevege seg uten videre. Denne uvanlige hendelsen ble tolket som utveksling av et Z-boson med en uobservert partikkel, en nøytrino.

Selve oppdagelsen av bosoner måtte vente ti år til konstruksjonen av Super Proton Synchrotron . Så eksistensen av W- og Z-bosonene kunne demonstreres under en serie eksperimenter ledet av Carlo Rubbia og Simon van der Meer (UA1- og UA2-eksperimentene). Begge forskerne mottok Nobelprisen i fysikk i 1984 for sin oppdagelse.

Se også

Referanser

^ Weinberg, S. (1967). "En modell av leptoner" . Physical Review Letters 19 (21): 1264-1266. Bibcode : 1967PhRvL..19.1264W . doi : 10.1103/physrevlett.19.1264 . — Det elektrosvake samlingspapiret.
^ "Presisjonsmåling av W-bosonmasse gir strengere grenser for Higgs-partikkel " . Hentet 13. mars 2009 .
^ "Oppdagelsen av de svake nøytrale strømmene " . CERN Courier. 3. oktober 2004. Arkivert fra originalen 7. mars 2017 . Hentet 6. mars 2017 .

Eksterne lenker

The Review of Particle Physics , en svært relevant kilde til informasjon om partikkelegenskaper .
W- og Z-partiklene: en personlig erindring av Pierre Darriulat
Da CERN så slutten på alfabetet av Daniel Denegri
W- og Z-partikler ved hyperfysikk