Standard modell for partikkelfysikk

Partikkelmodellen er en kvantefeltteori [ 1 ] utviklet mellom 1970 og 1973 [ referanse nødvendig ] basert på ideene om forening og symmetrier [ 2 ] som beskriver den grunnleggende strukturen til materie og vakuumet som vurderer partiklers elementaler som irreduserbare enheter hvis kinematikk er styrt av de fire kjente fundamentale interaksjonene (med unntak av tyngdekraften, hvis hovedteori, generell relativitet , ikke passer med de matematiske modellene til kvanteverdenen). Ordet "modell" i navnet kommer fra 1970-tallet da det ikke var nok eksperimentelle bevis for å bekrefte modellen. [ 2 ] Til dags dato stemmer nesten alle eksperimentelle tester av de tre kreftene beskrevet av Standardmodellen med spådommene. Standardmodellen mangler imidlertid å være en fullstendig teori om grunnleggende interaksjoner på grunn av flere uløste problemer .

Introduksjon

På begynnelsen av 1900-tallet forble problemet med å redusere lovene som styrer oppførselen og interaksjonen til alle de grunnleggende interaksjonene av materie et uløst problem . Teoretisk arbeid utført i løpet av det 20. århundre førte til en teori som reduserte elektromagnetisme og den svake kraften til et felles opplegg, og hadde en adekvat modell av den sterke kraften. Til tross for flere lovende forslag, eksisterte det imidlertid tre forskjellige teorier for å forklare de forskjellige grunnleggende interaksjonene, nemlig:

elektrosvak teori Den elektrosvake teorien eller modellen forener den elektromagnetiske interaksjonen med materie, kvanteelektrodynamikk, med den svake kjernekraften, som opprinnelig ble formulert uavhengig. Kvanteelektrodynamikk har sin opprinnelse i 1927 i et vedlegg til en artikkel av Born, Heisenberg og Jordan om matrisemekanikk der sistnevnte kvantiserer det frie elektromagnetiske feltet. Den ble deretter utviklet av Dirac, Jordan, Pauli, Heisenberg og andre og kulminerte før 1950 i arbeid av Tomonaga, Schwinger, Feynman og Dyson. Beregningen av lam-forskyvningen og den nøyaktige verdien av det gyromagnetiske forholdet til elektronet er de bemerkelsesverdige forutsigelsene av kvanteelektrodynamikk. Teorien om den svake atomkraften begynte i 1932 med Fermis teori for beta-forfall. Forbedringer av teorien for nukleoner ble gjort i VA-teorien som tar hensyn til paritetsbrudd. Imidlertid førte de teoretiske beregningene av kvanteelektrodynamikk for Fermi-modellen til uendeligheter. Problemet ble overvunnet mellom 1961 og 1968 av Glashow, Weinberg, Salam og andre ved å forene de elektromagnetiske og svake kjernefysiske teoriene. kvantekromodynamikk Den sterke kjernekraften er forklart som sterke interaksjoner mellom kvarker i kvantekromodynamikk, formulert av Fritzsch, Gell-Man, Leutwyler og senere av t'Hooft og andre. Denne teorien antar tre "sterke ladninger" som kilden til kreftene. generell relativitetsteori Opprinnelig utviklet av Einstein, er det kulminasjonen av klassisk mekanikk, gravitasjon og mekanikk som er innrammet i samme teori.

På denne bakgrunn grupperer Standardmodellen , men forener ikke, de to første teoriene – den elektrosvake modellen og kvantekromodynamikken – som gir en internt konsistent teori som beskriver interaksjonene mellom alle eksperimentelt observerte partikler.

Presedenser

Som antecedenter til standardmodellen kan feltteori og atomteori siteres .

Atomteorien antar at materie består av udelelige enheter. Oppdagelsene til JJ Thomson om elektronet og E. Rutherford om atomkjernen ga en bedre forståelse av den indre strukturen til atomet som gir opphav til henholdsvis elektronisk fysikk og kjernefysikk .

Felt teori

Den første, startet av M. Faraday , [ referanse nødvendig ] er den beste forklaringen på handling på avstand. I en klassisk naturforståelse er det tre fenomener som viser handling på avstand: elektrisitet , magnetisme og tyngdekraft . De to første ble ansett som uavhengige krefter inntil HC Ørsted oppdaget at elektrisk strøm og magnetisme var relatert. [ referanse nødvendig ] JC Maxwell beskriver matematisk det gjensidige forholdet mellom elektriske og magnetiske felt og gir et komplett teoretisk rammeverk for elektromagnetisk teori . Til slutt forenet A. Einstein begge feltene motivert av den tilsynelatende asymmetrien når han brukte Maxwells ligninger på bevegelige kropper. [ 3 ] En senere innsats førte til at han generaliserte denne teorien for akselererte legemer og gravitasjonsfeltet i den generelle relativitetsteorien.

I klassisk feltteori er handlingen i avstand mellom punktlegemer modellert ved hjelp av et kontinuerlig felt som tar, transporterer og overfører energi fra og til kroppene. For tiden i partikkelfysikk er dynamikken til materie og energi i naturen best forstått i form av kinematikk og interaksjoner mellom fundamentale partikler . Teknisk sett gir kvantefeltteori det matematiske rammeverket for standardmodellen. Standardmodellen beskriver hver type partikkel i form av et matematisk felt. Dette rammeverket gjør imidlertid ikke et vesentlig skille mellom felt og partikkel: begge kan beskrives av en kontinuerlig funksjon i rommet eller som punktpartikler. [ referanse nødvendig ] Ingen av de ovennevnte gir en tilfredsstillende forklaring. [ 4 ] For en teknisk beskrivelse av feltene og deres interaksjoner, se Kvantefeltteori .

Symmetri av bølgefunksjonen	Statistikk	hvor mye av feltet	felttype	Snurre rundt	eksempler	Tolkning
$\phi 1,2}=\phi 2,1}$	Bose–Einstein	boson	Bosonic	Hel	Skalarfelt , "målefelt".	Partiklene i feltet kan dele samme energitilstand og danne et kondensat . I samme bind kan det være vilkårlig mange bosoner. Gir materie massen .
$\psi 1.2}=-\psi 2.1}$	Fermi–Dirac	Fermion	Fermionisk	halvt heltall	Spinoralt felt : Dirac fermion , Majorana fermion, Weyl fermion	Et begrenset antall feltpartikler kan eksistere i samme volum, i samsvar med Pauli-eksklusjonsprinsippet . Det gir materie volum og ugjennomtrengelighet .

Elektronisk fysikk

Kvanteteorien om elektronet utviklet av Paul Dirac beskriver elektronet ved relativistiske hastigheter. Fra dette følger ideen om å spinne naturlig som en del av løsningen på den relativistiske formuleringen av Schrödinger-ligningen . [1] Denne innsatsen overgikk forventningene, ikke bare ved å forklare spekteret til visse atomer [ hvilket? ] men den bekreftede spådommen i 1932 av positivt ladede elektroner: positronene . Imidlertid beskriver disse ligningene elektronet som et enkelt elektron eller en ideell gass av elektroner, og også at det elektriske feltet til elektronet er ubetydelig i forhold til det som er nedsenket. [ referanse nødvendig ] Teoretisk forskning på interaksjonen mellom elektronet og det elektromagnetiske feltet og mellom elektroner gir opphav til kvanteelektrodynamikk. Sistnevnte anses som ekstremt vellykket på grunn av graden av presisjon i spådommene. [ referanse nødvendig ]

Metodene og konseptene som ble brukt i kvanteelektrodynamikk ga opphav til kvantefeltteori og la grunnlaget som standardmodellen hviler på. [ referanse nødvendig ]

Nøkkelaspekter

Symmetrier

Symmetrier er invarianser under transformasjoner. Noethers teorem etablerer en samsvar mellom en symmetri og en bevaringslov, det vil si at den etablerer en grunnleggende grunn til at bevaring av visse størrelser blir observert.

Rom-tid transformasjon	bevart størrelse
spesiell oversettelse	Lineært momentum
Rotasjon	vinkelmomentum
tidsoversettelse	Energi

Diskrete symmetrier

Wolfgang Pauli og Julian Schwinger viste uavhengig at invarians under Lorentz-transformasjoner innebærer CPT-invarians. [ 5 ] Det vil si at relativistiske kvantefelt er invariante under endring av partikkel med antipartikkel og omvendt ( Symmetri C ), invariante under speilinversjon ( Symmetri P ) og invariante under tidsinversjon ( Symmetri T ).

		paritetstransformasjon
		venstredreiende leptoner	Høyrehendte leptoner
ladningskonjugasjon	Saken	${\binom {\nue}}{e^{-}}}_{\circlearrowleft },{\binom {\nu\mu }}{\mu-}}}_ { \circlearrowleft },{\binom {\nu\tau }}{\tau-}}}_{\circlearrowleft }$	$e_{\circlearrowright }^{-},\mu\circlearrowright }^{-},\tau\circlearrowright }^{-}$
ladningskonjugasjon	Antimaterie	$e_{\circlearrowleft }^{+},\mu\circlearrowleft }^{+},\tau\circlearrowleft }^{+}$	${\binom {e^{+}}{{\bar {\nu}}_{e}}}_{\circlearrowright },{\binom {\mu++}}{{\bar { \nu } }_{\mu }}}_{\circlearrowright },{\binom {\tau++}}{{\bar {\nu }}_{\tau }}}_{\circlearrowright }$

Imidlertid ble det eksperimentelt bekreftet at den svake kjernefysiske interaksjonen bryter med P-symmetrien: den oppfører seg annerledes enn speilbildet. Dette antok at en annen symmetri brytes for å gjenopprette CPT-symmetrien. [ referanse nødvendig ] På denne måten ble CP-symmetrien og T-symmetrien antatt å være grunnleggende. Eksperimenter på kaonen viste at kvarksektoren bryter med CP - symmetrien, følgelig T-symmetrien, selv om sistnevnte ikke kunne verifiseres eksperimentelt på grunn av vanskeligheten. [ referanse nødvendig ]

Interne symmetrier

De indre symmetriene har en viktig rolle i standardmodellen siden de utleder bevaring av ladning og entydig definerer interaksjonen mellom partikler. [ 6 ]

symmetrier

Fyr	Konsekvenser [ 7 ]
Globalt og nøyaktig	ladningsbevaring
Global og spontant ødelagt	Masseløse skalarfelt
lokalt og eksakt	Interaksjoner. Masseløse meklerbosoner.
Lokalt og spontant ødelagt	Interaksjoner. massive meklerbosoner.

Intensiteten av interaksjonen bestemmes av koblingen av fermion til målefeltet. Denne koblingen faller sammen med den elektriske ladningen i kvanteelektrodynamikk og i forlengelsen med ladningene til ladede fermioner. På grunn av Noethers teorem tilsvarer en bevaring av ladning den introduserte symmetrien. Yang-Mills-ligningen generaliserer kvanteelektrodynamikk ved å introdusere nye målersymmetrier . Disse symmetriene introduserer et nytt boson, som formidler den tilsvarende kraften.

Måletransformasjon	Bevaring	Interaksjon	boson
U(1)	elektrisk ladning	elektromagnetisk	Foton
SU L (2)×U Y (1)	Svak hyperladning og svak isospin [ referanse nødvendig ]	elektrosvak	W1 , W2 , W3 , B
SU(3)	fargebelastning	kjernefysisk sterk	Gluon

Spontan symmetribrudd

Selv om modellen er perfekt symmetrisk, viser de eksperimentelle bevisene at virkeligheten ikke er slik, hovedsakelig fordi inkluderingen av masse i modellen bryter disse symmetriene, men det er empiriske bevis som viser at partiklene er massive. Dette beviste et spontant symmetribrudd for den elektrosvake modellen.

Modellorganisasjon

For å lette beskrivelsen kan vilkårene for standardmodellen Lagrangian grupperes som angitt i tabellen: [ 8 ]

${\mathcal {L}}_{SM}=$	bosoner		Fermioner
${\mathcal {L}}_{SM}=$	Sektormåler _	Higgs-sektoren	Lepton-sektoren	kvark sektor
Fermion kinematikk			${\begin{array}{l}+({\bar {\nu }}_{L}\ {\bar {e}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\ mu }i\partial\mu }{\begin{pmatrix}\nuL}\\e_{L}\end{pmatrix}}\\+{\bar {e}}_{R}\sigma \mu }i\partial \mu }e_{R}\end{array}}$	${\begin{array}{l}+({\bar {u}}_{L}\ {\bar {d}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\mu }i\partial\mu }{\begin{pmatrix}u_{L}\\d_{L}\end{pmatrix}}\\+{\bar {u}}_{R}\sigma\ mu }\partial \mu }u_{R}\\+{\bar {d}}_{R}\sigma\mu}\partial\mu }d_{R}\end{array} }$
massevilkår		${\mathcal {L}}_{Higgs}$	Yukawa-kobling med Higgs-bosonet
massevilkår			${\begin{array}{l}-{{\sqrt {2}} \over v}{\bigg [}({\bar {\nu}}_{L}\ {\bar {e} }_{L})\phi M^{e}e_{R}+{\bar {e}}_{R}{\bar {M}}^{e}{\bar {\phi }}{\ start{pmatrix}\nuL}\\e_{L}\end{pmatrix}}{\bigg ]}\end{array}}$	${\begin{array}{l}-{{\sqrt {2}} \over v}{\bigg [}({\bar {u}}_{L}\ {\bar {d}} L)\phi M^{d}d_{R}+{\bar {d}}_{R}{\bar {M}}^{d}{\bar {\phi }}{\begin {pmatrix} u_{L}\\d_{L}\end{pmatrix}}{\bigg ]}\\-{{\sqrt {2}} \over v}{\bigg [}(-{\bar { d}} _{L}\ {\bar {u}}_{L})\phiÂ*}M^{u}u_{R}+{\bar {u}}_{R}{\bar {M}}^ {u}{\bar {\phi }}^{T}{\begin{pmatrix}-d_{L}\\u_{L}\end{pmatrix}}{\bigg ]}\end {array}}$
elektrosvak sektor	${\begin{array}{l}-{\frac {1}{4}}B_{\mu \nu}B^{\mu \nu}\\-{\frac {1}{8} }tr(\mathbf {W}\mu \nu }\mathbf {W}<\mu \nu })\end{array}}$		elektrosvak interaksjon
elektrosvak sektor			${\begin{array}{l}({\bar {\nu}}_{L}\ {\bar {e}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\mu }i[-{ig_{1} \over 2}B_{\mu }+{ig_{2} \over 2}\mathbf {W}{\mu }]{\begin{pmatrix}\nu}L }\ \e_{L}\end{pmatrix}}\\-{\bar {e}}_{R}\sigma<\mu }ig_{1}B_{\mu }e_{R}\end{ array}}$	${\begin{array}{l}({\bar {u}}_{L}\ {\bar {d}}_{L})\sigma{\mu }i[-{ig_{ 1 } \over 6}B_{\mu }+{ig_{2} \over 2}\mathbf {W}\mu }]{\begin{pmatrix}u_{L}\\d_{L}\end { pmatrix}}\\+{\bar {u}}_{R}\sigma{\mu }{\frac {2}{3}}ig_{1}B_{\mu }u_{R}\\ -{ \bar {d}}_{R}\sigma{\mu }{\frac {1}{3}}ig_{1}B_{\mu }d_{R}\end{array}}$
kvantekromodynamikk	gluonfelt		sterk interaksjon
kvantekromodynamikk	$-{\frac {1}{2}}tr(\mathbf {G}{\mu \nu }\mathbf {G}{\mu \nu })$		0 {\displaystyle 0} $0$	${\begin{array}{l}+({\bar {u}}_{L}\ {\bar {d}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\mu }{ig}{\mathbf {G}}_{\mu }{\begin{pmatrix}u_{L}\\d_{L}\end{pmatrix}}\\+{\bar {u}}_{ R}\sigma<\mu }{ig}{\mathbf {G}}_{\mu }u_{R}\\+{\bar {d}}_{R}\sigma<\mu }{ ig} {\mathbf {G}}_{\mu }d_{R}\end{array}}$
Higgs-sektoren
L H Yo g g s = ( [ ∂ µ + 1 to Yo g 1 B. µ + 1 to Yo g to W µ ] ϕ ) ¯ ( [ ∂ µ + 1 to Yo g 1 B. µ + 1 to Yo g to W µ ] ϕ ) − m H to ( ϕ ¯ ϕ − v to to ) to to v to {\displaystyle {\mathcal {L}}_{Higgs}={\overline {{\bigg (}[\partial\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{1}B_{\ mu }+{\frac {1}{2}}ig_{2}{\mathbf {W}}_{\mu }]\phi {\bigg )}}}{\bigg (}[\partial\ mu }+{\frac {1}{2}}ig_{1}B_{\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{2}{\mathbf {W}}_{\mu }] \phi {\bigg )}-{m_{H}^{2}{\bigg (}{\bar {\phi }}\phi -{\frac {v^{2}}{2}}{\bigg )}^{2} \over {2v^{2}}}} ${\mathcal {L}}_{Higgs}={\overline {{\bigg (}[\partial\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{1}B_{\ mu }+{\frac {1}{2}}ig_{2}{\mathbf {W}}_{\mu }]\phi {\bigg )}}}{\bigg (}[\partial\ mu }+{\frac {1}{2}}ig_{1}B_{\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{2}{\mathbf {W}}_{\mu }] \phi {\bigg )}-{m_{H}^{2}{\bigg (}{\bar {\phi }}\phi -{\frac {v^{2}}{2}}{\bigg )}^{2} \over {2v^{2}}}$

Standardmodellen inkluderer tre bosoniske felt B, W og G som tilsvarer henholdsvis symmetriene U(1), SU(2) og SU(3). I tillegg er en boson lagt til for å bevare symmetrien i den elektrosvake sektoren. [ referanse nødvendig ] Etter spontan elektrosvak symmetribrudd , blandes B og W bosonene , noe som resulterer i det elektromagnetiske feltet og den nøytrale bosonen til den atomsvake interaksjonen . $φ$ $A_{\mu }$ $Z_{\mu }$

Fermioner i standardmodellen er delt inn i leptoner og kvarker i henhold til deres kobling til fargefeltet. Det er imidlertid ingen grunnleggende grunn til at dette skal være tilfelle og [ hvem? ] utvidelser til modellen for å håndtere denne særegenheten. Leptoner er , og kvarker er , , og . Den høyrehendte nøytrinoen har ikke blitt observert, og det kan være av to grunner: enten er den høyrehendte nøytrinoen veldig massiv [ referanse nødvendig ] eller nøytrinoen er en Majorana-fermion, og følgelig er den observerte høyrehendte antinøytrinoen identisk med den høyre. -hendt nøytrino. [ referanse kreves ] De virkelige fermionene er et resultat av sammensetningen av venstre og høyre komponent. Under den elektrosvake interaksjonen danner de venstrehendte dubletter (underskrift L) eller høyrehendte singletter (underskrift R). Implisitt har hver fermion én komponent per generasjon. Dirac-fermioner er sammensatt av en venstrehendt og en høyrehendt fermion. $e_{L}$ $e_{R}$ $\nu{L}$ $u_{L}$ $d_{L}$ $u_{R}$ $d_{R}$

Materiepartikler

Fermioner oppfyller rollen som materiepartikler siden, på grunn av deres statistikk , kan to av disse partiklene ikke eksistere i samme kvantetilstand, og det er derfor de nødvendigvis danner strukturer, for eksempel et atom, et molekyl eller en krystallinsk struktur. Prototypen til fermionene er elektronet, hvis kvante- og relativistiske beskrivelse er gitt av Dirac-ligningen . Brudd på C- og P -symmetrien til beta-forfall sår imidlertid tvil om hvorvidt nøytrinoen reagerer på denne ligningen. Weyl og Ettore Majorana foreslo to ligninger for å beskrive nøytrinoen.

Dirac fermions

Dette er navnet gitt til partikkelen styrt av Dirac-ligningen . Selv om denne ligningen først ble postulert av PM Dirac for å beskrive elektronet ved relativistiske hastigheter, kan den generaliseres til andre fermioner som protoner og nøytroner, og selvfølgelig kvarker.

Selv om ligningen gir resultater i samsvar med eksperimenter, tillater løsningen uendelige negative energinivåer som ikke blir observert: ingen elektron henfaller i det uendelige. Tolkningen av denne tilsynelatende motsetningen er å innrømme eksistensen av positivt ladede elektroner . Hypotese ble senere eksperimentelt verifisert av CD Anderson . Brudd på C-symmetrien til den svake kjernefysiske interaksjonen krevde modifisering av Dirac-ligningen for å passe til de eksperimentelle resultatene.

Majorana fermion

Ettore Majorana fridde [ når? ] en modifikasjon av Dirac-ligningen for å eksplisitt inkludere antipartikkelen og fremtvinge en asymmetri. [ referanse nødvendig ] På denne måten er en Majorana-fermion sin egen antipartikkel. Majorana fermion nøytrino-hypotesen ville bli bekreftet hvis nøytrinoløse doble beta-forfall ble observert.

Organisering av elementære fermioner

Elementære fermioner kan deles inn i to brede kategorier etter hvordan de interagerer med hverandre: leptoner og kvarker . I motsetning til de første, blir de siste ikke observert på en isolert måte, men samhandler sterkt, og er begrenset i hadroner : mesoner , baryoner og de hypotetiske tetraquarks , pentaquarks og hadroniske molekyler . [ 9 ] [ 10 ] Partiklene i begge kategorier samhandler i henhold til den elektrosvake modellen.

De seks leptonene og seks kvarkene kan så langt grupperes i tre generasjoner eller familier med to partikler hver. Hver generasjon er bare forskjellig i masse, resten av egenskapene, ladningene, er identiske mellom generasjonene, selv om undersøkelser av myonens uregelmessige momentum kan tilbakevise dette. [ 11 ] Det skal bemerkes at denne inndelingen ikke er forklart av standardmodellen, og det er heller ikke tilfeldig at det er like mange generasjoner for både kvarker og leptoner. [ 12 ]

Grunnleggende stoffpartikler av standardmodellen

familier	Navn	Symbol	Navn	Symbol
	leptoner		kvarker
1 til	elektron	$e^{-}$	opp	eller
1 til	elektronnøytrino _	$\nue}$	ned	d
2 til	muon	$\mu<-}$	sjarm	c
2 til	myonnøytrino _	$\nu{\mu }$	rar	s
3 til	tau	$\tau<-}$	topp	du
3 til	tau nøytrino	$\nu{\tau }$	bunn	b

Liste over standardmodellfermioner

Denne tabellen er delvis basert på data tatt av partikkeldatagruppen ( kvarker ).

Venstrehendte fermioner i standardmodellen

familie 1
Fermion (Levorotatory)	Symbol	elektrisk ladning	svak isospin	hypercharge	Fargeladning [ 13 ] _	Messe [ 14 ]
Elektron	$e^-\,$	$-1\,$	$-1/2\,$	$-1/2\,$	$\bold{1}\,$	511 keV/C²
Positron	$e^+\,$	$+1\,$	$0\,$	$+1\,$	$\bold{1}\,$	511 keV/C²
elektronisk nøytrino	$\nu_e\,$	$0\,$	$+1/2\,$	$-1/2\,$	$\bold{1}\,$	< 2 eV/C²
opp kvark	$eller\,$	$+23\,$	$+1/2\,$	$+1/6\,$	$\bold{3}\,$	~ 3 MeV/C² [ 15 ]
opp antikvark	$\bar{u}\,$	$-23\,$	$0\,$	$-23\,$	$\bold{\bar{3}}\,$	~ 3 MeV/C² [ 15 ]
ned kvark	$d\,$	$-1/3\,$	$-1/2\,$	$+1/6\,$	$\bold{3}\,$	~ 6 MeV/C² [ 15 ]
ned antikvark	$\bar{d}\,$	$+1/3\,$	$0\,$	$+1/3\,$	$\bold{\bar{3}}\,$	~ 6 MeV/C² [ 15 ]

familie 2
Fermion (Levorotatory)	Symbol	elektrisk ladning	svak isospin	hypercharge	Fargeladning [ 13 ] _	Messe [ 14 ]
muon	$\mu^-\,$	$-1\,$	$-1/2\,$	$-1/2\,$	$\bold{1}\,$	106 MeV/C²
Antimuon	$\mu^+\,$	$+1\,$	$0\,$	$+1\,$	$\bold{1}\,$	106 MeV/C²
myonnøytrino	$\nu_\mu\,$	$0\,$	$+1/2\,$	$-1/2\,$	$\bold{1}\,$	< 2 eV/C²
kvark sjarm	$c\,$	$+23\,$	$+1/2\,$	$+1/6\,$	$\bold{3}\,$	~ 1,3 GeV/C²
Antikvark sjarm	$\bar{c}\,$	$-23\,$	$0\,$	$-23\,$	$\bold{\bar{3}}\,$	~ 1,3 GeV/C²
Merkelig kvark	$ja\,$	$-1/3\,$	$-1/2\,$	$+1/6\,$	$\bold{3}\,$	~ 100 MeV/C²
Antiquark Strange	$\bar{s}\,$	$+1/3\,$	$0\,$	$+1/3\,$	$\bold{\bar{3}}\,$	~ 100 MeV/C²

familie 3
Fermion (Levorotatory)	Symbol	elektrisk ladning	svak isospin	hypercharge	Fargeladning [ 13 ] _	Messe [ 14 ]
tau	$\tau^-\,$	$-1\,$	$-1/2\,$	$-1/2\,$	$\bold{1}\,$	1,78 GeV/C²
anti tau	$\tau^+\,$	$+1\,$	$0\,$	$+1\,$	$\bold{1}\,$	1,78 GeV/C²
Tauonisk nøytrino	$\nu_\tau\,$	$0\,$	$+1/2\,$	$-1/2\,$	$\bold{1}\,$	< 2 eV/C²
toppkvark	$du\,$	$+23\,$	$+1/2\,$	$+1/6\,$	$\bold{3}\,$	171 GeV/C²
antikvarktopp	$\bar{t}\,$	$-23\,$	$0\,$	$-23\,$	$\bold{\bar{3}}\,$	171 GeV/C²
bunnkvark	$b\,$	$-1/3\,$	$-1/2\,$	$+1/6\,$	$\bold{3}\,$	~ 4,2 GeV/C²
bunn antikvark	$\bar{b}\,$	$+1/3\,$	$0\,$	$+1/3\,$	$\bold{\bar{3}}\,$	~ 4,2 GeV/C²

Ladningen av elementærpartikler oppstår som en nødvendig konsekvens av å pålegge "interne" eller "måle" symmetrier .

Disse belastningene gjør dem mottakelige for fundamentale krefter [ referanse nødvendig ] som beskrevet i neste avsnitt.

Quarks kommer i tre " farger " [ 16 ] (for enkelhets skyld kalt rød, grønn eller blå), som brukes til å beskrive hvordan de samhandler med gluonfeltet .
Opp - type kvarker (opp, topp eller sjarm) er tildelt en elektrisk ladning på +2/3, og ned- type kvarker (ned, merkelig og bunn) er tildelt en elektrisk ladning på -1/3, noe som tillater begge typer å delta i elektromagnetiske interaksjoner . På grunn av innesperringen av kvarker er disse målingene alltid indirekte, bortsett fra toppkvarken. [ 17 ]
Leptoner viser ingen sterk interaksjon, så de blir ikke tildelt noen fargeladning.
Ladede leptoner (elektronet, myonet og tauleptonet) har historisk en elektrisk ladning på -1, noe som lar dem delta i elektromagnetiske interaksjoner.
De nøytrale leptonene (nøytrinoer) har ingen elektrisk ladning, noe som hindrer dem i å delta i elektromagnetiske interaksjoner.
Venstrehendte kvarker og leptoner bærer forskjellige smaksladninger , inkludert det svake isospinet, slik at alle kan samhandle med hverandre via den svake kjernefysiske interaksjonen .

Standard lepton modell

En tidlig modell av leptoner ble foreslått av Steven Weinberg i 1967 [ 18 ] basert på SU(2)×U(1) -målesymmetri og tidligere arbeid av Glashow, Salam og Ward og Brout-Englert-Higgs-mekanismen . [ 19 ] Selv om modellen bare inkluderer elektronet og elektronnøytrinoet, fastslår prinsippet om leptonuniversalitet at alle leptoner kobler seg likt til vektorbosoner [ 20 ] og gjør at Weinberg-modellen kan brukes likt på myonene og tauonene .

Modellen introduserer leptonmassene gjennom samspillet mellom et skalarfelt. For dette deler den hver av leptonene i sine to kirale deler [ 19 ] (høyrehendt og venstrehendt), noe som resulterer i to venstrehendte Weyl-fermioner: en dublett og en singlett . [ 21 ] Hver komponent i dublett er identifisert av et ladet lepton og dets tilsvarende elektronnøytrino. Singletten er en høyrehendt ladet lepton. $\ell$ $e^{+}$

Standard leptonmodellen kan oppsummeres som følger.

		paritetstransformasjon
		venstredreiende leptoner	Høyrehendte leptoner
ladningskonjugasjon	Saken	${\binom {\nue}}{e^{-}}}_{\circlearrowleft },{\binom {\nu\mu }}{\mu-}}}_ { \circlearrowleft },{\binom {\nu\tau }}{\tau-}}}_{\circlearrowleft }$	$e_{\circlearrowright }^{-},\mu\circlearrowright }^{-},\tau\circlearrowright }^{-}$
ladningskonjugasjon	Antimaterie	$e_{\circlearrowleft }^{+},\mu\circlearrowleft }^{+},\tau\circlearrowleft }^{+}$	${\binom {e^{+}}{{\bar {\nu}}_{e}}}_{\circlearrowright },{\binom {\mu++}}{{\bar { \nu } }_{\mu }}}_{\circlearrowright },{\binom {\tau++}}{{\bar {\nu }}_{\tau }}}_{\circlearrowright }$

Interaksjoner

Leptoner samhandler ved å sende ut og absorbere W, Z bosoner og fotoner. [ 22 ] Emisjonen eller absorpsjonen av et W-boson innebærer en endring av svakt isospin og ladningen av leptonet. Z-bosoner som er ansvarlige for den elastiske spredningen av nøytrinoer og den eneste interaksjonen nøytrinoer har med materie.

Ladede leptoner samhandler naturlig elektromagnetisk, uavhengig av deres chiralitet.

Massegenerering

De ladede leptonene får sin observerte masse etter spontan elektrosvak symmetribrudd ved å samhandle med Higgs-bosonet.

De nøytrale leptonene – nøytrinoer – forblir masseløse. [ 19 ] Dette stemmer ikke overens med eksperimentelle resultater, så mekanismen som nøytrinoer oppnår masse med, unnslipper standardmodellen. For det første innebærer ikke-observasjonen av høyrehendte nøytrinoer at de ikke kan tilegne seg Dirac-masse. Nullladningen til nøytrinoene utelukker ikke at de får Majorana-masse, selv om dette ville bryte med bevaringen av leptontallet. [ referanse nødvendig ]

Nøytrinoscillasjon

Massen av nøytrinoer som ikke er null, innebærer en svingning mellom de forskjellige typene nøytrinoer $\nue}\høyrepil \nu\mu }\høyrepil \nu\tau }\høyrepil \nue}\høyrepil \ ...$

På sin side lar denne oscillasjonen ladede leptoner forfalle fra en familie til en annen ved å sende ut et foton, for eksempel

$\mu \rightarrow W\nu\mu }\rightarrow W\nue}\rightarrow \gamma W\nue}\rightarrow \gamma \ e$

Sannsynligheten for denne prosessen er imidlertid ubetydelig [ referanse nødvendig ] .

Standard modell av kvarker

Kvarkmodellen hadde opprinnelig tre kvarker, opp og ned og merkelige. [ referanse nødvendig ] Hver bærer av kvantetallene isospin opp, isospin ned og merkelighet. Glashow-Iliopolous-Maiani-mekanismen forutså en fjerde kvark. [ 23 ] Cabbibo -Kobayashi-Maskawa- mekanismen forutsier en tredje generasjon kvarker, topp og bunn (sannhet og skjønnhet). [ referanse nødvendig ]

Glashow-Iliopolous-Maiani-mekanisme

Cabibbo-Kobayashi-Maskawa mekanisme

Quark Top

Toppkvarken har en viss relevans i standardmodellen siden dens korte halveringstid ikke lar den haroniseres og massen kan bestemmes med større presisjon enn de andre kvarkene. [ referanse nødvendig ]

Norm- eller "målefelt"

Krefter i fysikk er måten partikler samhandler med hverandre og påvirker hverandre. På makroskopisk nivå, for eksempel, lar Lorentz-kraften elektrisk ladede partikler samhandle med det elektromagnetiske feltet . Et annet eksempel, gravitasjonskraften lar to partikler med masse tiltrekke hverandre i henhold til Newtons gravitasjonsteori . Standardmodellen forklarer den første av disse kreftene som et resultat av utveksling av andre partikler med partikler av materie, kjent som kraftmedierende partikler. Når en kraftmedierende partikkel byttes ut, på makroskopisk nivå tilsvarer effekten at en kraft påvirker de to, og partikkelen sies å ha formidlet (dvs. vært agent for) den kraften. Det antas [ hvem? ] at kraftmedierende partikler er årsaken til kreftene og interaksjonene mellom observerte partikler i laboratoriet og i universet.

De kraftmedierende partiklene beskrevet av standardmodellen har også spinn (akkurat som materiepartikler), men i deres tilfelle er spinnverdien nødvendigvis [ 24 ] heltall, spesielt enhetlig, noe som betyr at all kraftmedierende partikkelkraft er bosoner. Følgelig følger de ikke Paulis eksklusjonsprinsipp. De ulike typene kraftmedierende partikler er beskrevet nedenfor.

Fotoner medierer den elektromagnetiske kraften mellom elektrisk ladede partikler. Fotonet er masseløst og er beskrevet av teorien om kvanteelektrodynamikk . [ referanse nødvendig ]

Målebosonene W + , W – og Z 0 medierer svake kjernefysiske interaksjoner mellom partikler med forskjellige smaker (alle kvarker og leptoner). De er massive, med Z 0 mer massiv enn . Svake interaksjoner som involverer virker utelukkende på venstrehendte partikler og ikke på venstrehendte antipartikler . I tillegg bærer han en elektrisk ladning på +1 og -1 og deltar i elektromagnetiske interaksjoner. Det elektrisk nøytrale Z 0 bosonet samhandler med både venstrehendte partikler og antipartikler. Disse tre gauge-bosonene sammen med fotonene klynger seg sammen og måler sammen de elektrosvake interaksjonene. [ referanse nødvendig ] $W^\pm$ $W^\pm$ $W^\pm$
De åtte gluonene formidler de sterke kjernefysiske interaksjonene mellom de fargede ladede partiklene (kvarkene). Gluoner har ingen masse. Mangfoldet av gluoner er merket med kombinasjoner av farge og antifargeladning (dvs. rød-anti-grønn). Siden gluonet har en effektiv fargeladning, kan de samhandle med hverandre. Gluoner og deres interaksjoner er beskrevet av teorien om kvantekromodynamikk.

Måletransformasjon		Bevart ladning		elementært boson		Interaksjon		Teori
SU(2) L ×U(1) Y	U(1) MS	svak hypercharge $Y_{W}=2(Q-I_{3})$	elektrisk ladning $Q$	W1 , W2 , W3 , B	Foton	elektrosvak	elektromagnetisk	kvanteelektrodynamikk
SU(2) L ×U(1) Y	SU(2) L	svak hypercharge $Y_{W}=2(Q-I_{3})$	svak isospin $I_{3}$	W1 , W2 , W3 , B	W + ,W - ,Z 0	elektrosvak	svak kjerne	elektrosvak teori
SU(3)		fargebelastning		Gluon		kjernefysisk sterk		kvantekromodynamikk

Elektrosvak sektor

Standardmodellen for elektrosvake interaksjoner er basert på gauge-gruppen SU(2)×U(1), med fire gauge-bosoner for SU(2) og B for U(1), og de tilsvarende koblingskonstantene g og g'. Venstrehendte fermioner av i-generasjonen er dubletter. Høyrehendte fermioner er singletter i SU(2). Den minimale modellen inneholder tre generasjoner eller familier. [ 25 ] Den svake interaksjonen kobles til fermionkiralitet på en mest mulig asymmetrisk måte: den kobles til venstrehendte fermioner, men ikke til høyrehendte. [ 26 ] På denne måten kobles den elektrosvake interaksjonen kun til venstredreiende fermioner, ladet eller ikke. Dette forutsetter et brudd på symmetrien P, for hvilket det er nødvendig å bryte en annen symmetri, i dette tilfellet ladningskonjugasjonen, slik at symmetrien gjenopprettes. $W_{\mu }^{1},W_{\mu }^{2},W_{\mu }^{3}$

Lagrangianen til fermion i den elektrosvake interaksjonen er definert etter spontan symmetribrudd som: [ 25 ]

L F og r m Yo enten ´ n = ∑ Yo ψ ¯ Yo ( Yo ∂ − m Yo − m Yo H v ) ψ Yo ( 1 ) − g to to ∑ Yo Ψ ¯ Yo γ µ ( 1 − γ 5 ) ( T + W µ + + T − W µ − ) Ψ Yo ( to ) − og ∑ Yo Q Yo ψ ¯ Yo γ µ ψ Yo EN µ ( 3 ) − g to cos ⁡ θ W ∑ Yo ψ ¯ Yo γ µ ( g v Yo − g EN Yo γ 5 ) ψ Yo Z µ ( 4 ) {\displaystyle {\begin{array}{rcl}{\mathcal {L}}_{fermi{\acute {o}}n}&=&\sumi}{\bar {\psi }}_{ i}(i{\avbryt {\delvis }}-m_{i}-{m_{i}H \over v})\psi i}&(1)\\&&-{g \over {2{ \sqrt {2}}}}\sum i {\bar {\Psi }}_{i}\gamma\mu}(1-\gamma 5})(T^{+}W_ {\mu }^{+}+ T^{-}{W_{\mu }^{-}})\Psi i}&(2)\\&&-e\sum i}Q_{i }{\bar {\psi }}_{i} \gamma\mu }\psi i}A_{\mu }&(3)\\&&-{g \over {2\cos {\theta W}}}}\sum{i}{\bar {\psi } }_{i}\gamma\mu }(g_{V}^{i}-g_{A}^{i} γ 5 )\psi i Z_{\mu }&(4)\end{array}}}

{\begin{array}{rcl}{\mathcal {L}}_{fermi{\acute {o}}n}&=&\sum​​i}{\bar {\psi }}_{ i}(i{\avbryt {\delvis }}-m_{i}-{m_{i}H \over v})\psi i}&(1)\\&&-{g \over {2{ \sqrt {2}}}}\sum i {\bar {\Psi }}_{i}\gamma\mu}(1-\gamma 5})(T^{+}W_ {\mu }^{+}+ T^{-}{W_{\mu }^{-}})\Psi i}&(2)\\&&-e\sum i}Q_{i }{\bar {\psi }}_{i} \gamma\mu }\psi i}A_{\mu }&(3)\\&&-{g \over {2\cos {\theta W}}}}\sum{i}{\bar {\psi } }_{i}\gamma\mu }(g_{V}^{i}-g_{A}^{i} γ 5 )\psi i Z_{\mu }&(4)\end{array}}

Hvor hvert av begrepene representerer:

Det fermioniske feltet koblet til Higgs-feltet via en Yukawa-kobling.
Samspillet mellom venstrehendte dubletter eller med ladede bosoner . Dette innebærer at i den svake interaksjonen deltar fermionene i de gitte parene. For eksempel elektron-nøytrino eller kvark opp - kvark ned. $\Psii}={\binom {\nui}}{\elli}^{-}}}$ $\Psi i}={\binom {u_{i}}{d'_{i}}}$ $W^{\pm }\triangleq {(W^{1}\mp iW^{2}) \over {\sqrt {2}}}$
Den elektromagnetiske interaksjonen mellom fotonet og fermion. Koblingskonstanten for denne interaksjonen er gitt av den elementære ladningen definert iht $A\triangleq B\cos \theta{W}+W^{3}\operatørnavn {sin} \theta{W}$ $e=g\operatørnavn {sin} \theta{W}$
Samspillet mellom fermion og det nøytrale bosonet $Z\triangleq -B\operatørnavn {sin} +W^{3}\cos \theta{W}$

hvor er den elektrosvake blandevinkelen . $\theta{W}=\tan−1}{g' \over g}$

Den elektrosvake interaksjonen mellom kvarker kan oppsummeres som følger:

Emisjon/Absorpsjon av W bosoner	Quark Creation/Annihilation
${\begin{matrix}q_{i}^{+{2 \over 3}}\leftrightarrow W^{+}q_{j}^{-{1 \over 3}}\\q_{i} −{1 \over 3}}\leftrightarrow W^{-}q_{j}^{+{2 \over 3}}\\q_{i}^{-{2 \over 3}}\leftrightarrow W −} q_{j}^{+{1 \over 3}}\\q_{i}^{+{1 \over 3}}\leftrightarrow W^{+}q_{j}^{-{2 \over 3} }\\\end{matrise}}$	${\begin{matrix}W^{+}\leftrightarrow q_{i}^{+{2 \over 3}}q_{j}^{1 \over 3}\\W^{-}\leftrightarrow q_{i}^{-{2 \over 3}}q_{j}^{-{1 \over 3}}\end{matrise}}$

beta-forfall:

$\overbrace {d^{-{1 \over 3}}u^{+{2 \over 3}}d^{-{1 \over 3}}}{n}\høyrepil \overbrace {d − {1 \over 3}}u^{+{2 \over 3}}u^{+{2 \over 3}}}<p}W^{-}\rightarrow \overbrace {d^{ -{1 \ over 3}}u^{+{2 \over 3}}u^{+{2 \over 3}}}<p}e^{-}{\bar {\nu }}_{ og}$

Emisjon/absorpsjon av W-bosoner	Lepton skapelse/utslettelse
${\begin{matrix}\elli}^{-}\leftrightarrow W^{-}\nui}\\\elli}^{+}\leftrightarrow W^{+ }{\bar {\nu }}_{i}\\\nui}\leftrightarrow W^{+}\elli}^{-}\\{\bar {\nu }}_{ i}\leftrightarrow W^{-}\ell i}^{+}\end{matrise}}$	${\begin{matrix}W^{+}\leftrightarrow \elli}^{+}\nui}\\W^{-}\leftrightarrow \elli}^{- }{\bar {\nu }}_{i}\end{matrise}}$

I alle tilfeller er ladningen bevart på begge sider av interaksjonen, det samme er leptontallet , det vil si forskjellen mellom leptoner og antileptoner. Videre skjer samspillet alltid mellom fermioner av samme generasjon.

For eksempel mu forfall:

$\muÂ-}\rightarrow W^{-}\nuÂ\mu }\rightarrow e^{-}{\bar {\nu }}_{e}\nuÂ\mu }$

Massegenerering

Higgs-mekanisme

Higgs-partikkelen er en elementær partikkel (med masse) forutsagt i standardmodellen. Den har spinn S=0, så det er en boson.

Higgs-bosonet spiller en unik rolle i standardmodellen, og en dominerende rolle i å forklare opprinnelsen til massen til W- og Z-bosonene, ladede leptoner, kvarker og dens egen masse . Massene av elementærpartikler, og forskjellene mellom elektromagnetisme (forårsaket av fotonet) og den svake kraften (forårsaket av W- og Z-bosonene), er kritiske for mange aspekter av strukturen til mikroskopisk materie (og dermed makroskopisk).

Fram til 2012 hadde ingen eksperiment direkte oppdaget eksistensen av Higgs-bosonet, selv om det var noen indirekte bevis for det. Alle forhåpninger var knyttet til forskning utført av Large Hadron Collider (CERNs LHC) er den største partikkelakseleratoren i verden . Dette senteret kom med den historiske kunngjøringen om oppdagelsen av en partikkel som er kompatibel med egenskapene til Higgs-bosonet 4. juli 2012, bekreftet av ATLAS- og CMS-eksperimentene. Men det gjenstår å se om denne nye partikkelen oppfyller de forutsagte egenskapene til Higgs-bosonet gitt av standardmodellen.

Tester og spådommer

Standardmodellen spådde eksistensen av W- og Z-bosonene, gluonet. Dens forutsagte egenskaper ble eksperimentelt bekreftet med god presisjon.

Large Electron-Positron Collideren ( LEP ) ved CERN testet flere spådommer mellom Z-bosonforfall, og bekreftet dem.

Følgende tabell viser en sammenligning mellom verdiene målt eksperimentelt og de som er forutsagt av standardmodellen:

Mengde	Måling ( GeV )	Standard modellprediksjon (GeV)
W bosonmasse	80,4120 ± 0,0420	80,3900 ± 0,0180
Z bosonmasse	91,1876 ± 0,0021	91,1874 ± 0,0021

Mangel på standardmodellen

En av hovedvanskene å overvinne for standardmodellen har vært mangelen på vitenskapelig bevis . Imidlertid kunngjorde fysikere den 4. juli 2012 oppdagelsen av et boson som er kompatibelt med egenskapene beskrevet blant annet av Peter Higgs ; til hvis ære partikkelen ble navngitt. Det faktum å være lokalisert i to forskjellige detektorer samt dens pålitelighet (grad av sikkerhet eller sigma) gjør det svært sannsynlig at denne hindringen i standardmodellen er overvunnet.

Selv om standardmodellen har vært svært vellykket i å forklare eksperimentelle resultater, har den noen viktige uløste problemer: [ 27 ]

Problemet med antall grunnleggende fysiske konstanter . Modellen inneholder 19 vilkårlige parametere hvis verdier er valgt slik at spådommene passer til de eksperimentelle resultatene.
Hvorfor interaksjonene er gitt som målersymmetrier av gruppen SU C (3)×SU L (2)×U Y (1).
Hvorfor det er tre generasjoner kvarker og leptoner.
Hvorfor det ikke er noen brøkladede hadroner (selv om deres bestanddeler, kvarkene, gjør det).
Hva er opprinnelsen til massene av leptoner og kvarker og/eller det tilsynelatende hierarkiet av masser.
Opprinnelsen til CP-bruddet. Inni den er materie og antimaterie symmetriske. Overvekten av materie i universet kan forklares ved å si at universet startet med andre startbetingelser, men de fleste [ hvem? ] av fysikere mener at denne forklaringen ikke er elegant.
Det forklarer ikke mørk materie eller mørk energi eller gravitasjon .

Vilkårlige parametere for standardmodellen

Standardmodellen har 19 parametere som må settes vilkårlig for å stemme overens med de eksperimentelle resultatene. Dette er tre koblingskonstanter, de ni massene til de ladede fermionene, og de fire vinklene og fasen til CMK-matrisen. I tillegg massene til nøytrinoene og de seks blandingsvinklene.

Koblingskonstanter

Standardmodellen har tre koblingskonstanter for hver symmetrigruppe SU- farge (3), SU venstrehendt (2), U yukawa (1): henholdsvis g3, g' og g. Alternativt kan a og g' defineres fra den elektrosvake blandingsvinkelen og elementladningen:

$\theta{W}=\tan−1}{g' \over g}$

$e=g\operatørnavn {sin} \theta{W}$

Eller fra finstrukturkonstanten .

Masser av ladede fermioner

Massene til de ladede elektron-, myon- og tauonleptonene kan måles relativt enkelt.

I stedet, siden kvarker ikke observeres fritt, må massen deres utledes.

CMK matriseblandingsvinkler

CMK -matrisen er definert av tre vinkler og en fase, den eneste kjente mekanismen som er ansvarlig for CP-bruddet .

Higgs-mekanismeparametere

En av dem er vakuumhåpet, som ble bestemt i 2012 ved CERNs LHC.

En annen parameter er koblingen av fermionene til Higgs-bosonet.

θ parameter for Quantum Chromodynamikk

Se Peccei-Quinn-teorien

Nøytrinoscillasjonsparametere

Se Pontecorvo–Maki–Nakagawa–Sakata-matrisen

Utvidelser til standardmodellen

Et viktig mål med fysikk er å finne det felles grunnlaget som vil forene alle disse [ referanse nødvendig ] i en teori om alt , der alle andre lover vi kjenner vil være spesielle tilfeller, og som atferden til hele livet kan være basert på. avledet materie og energi (ideelt sett fra første prinsipper).

Det finnes alternativer til standardmodellen som forsøker å adressere disse "manglene", for eksempel strengteori og Loop Quantum Gravity .

Se også

Referanser

↑ Quantum Fields: The Real Building Blocks of the Universe - med David Tong , hentet 2022-02-04 .
↑ a b Gelmini, Graciela. "The Higgs Boson" . Science and Research Magazine . Arkivert fra originalen 11. oktober 2016 . Hentet 26/8 .
↑ Albert Einstein. (26. november 1905). "Om elektrodynamikken til bevegelige kropper" . en.wikisource.org (på engelsk) . Hentet 20.08.16 .
↑ Kuhlmann, Meinard (oktober 2013). "Er det ekte?" . Forskning og vitenskap . Hentet 17. august 2016 .
^ "CPT-invarians" . hyperphysics.phy-astr.gsu.edu . Hentet 2. desember 2016 .
↑ Buketter Martinez, Alberto. "Skjønnhet i fysiske lover" . Forskning og vitenskap . Hentet 16. oktober 2016 .
^ "Arkiveret kopi" . Arkivert fra originalen 5. november 2016 . Hentet 5. november 2016 .
^ "Standard Model Lagrangian (inkludert nøytrinomasseuttrykk)" (PDF) . http://einstein-schrodinger.com/ . Hentet 22. oktober 2016 .
↑ «Vær forsiktig, LHCb har observert et hadronisk molekyl, ikke en pentaquark | Vitenskap» . Vitenskapen om Francis Mule . 15. juli 2015 . Hentet 17. september 2016 .
↑ "NeoFrontiers" Hadron-molekyl eller pentaquark? - Omslag -» . neofronteras.com . Hentet 17. september 2016 .
↑ «#kvantefysikk: Det unormale magnetiske øyeblikket til myonen | Vitenskap» . Vitenskapen om Francis Mule . 28. mai 2013 . Hentet 1. oktober 2016 .
↑ Patterson, J. Ritchie (1995). Lepton universalitet . Beamlines (på engelsk) . Hentet 21. september 2016 .
↑ a b c Disse avgiftene kan ikke legges til som de er da de er etiketter som brukes for grupperepresentasjon av Lie-grupper .
↑ a b c Masse er egentlig koblingen mellom en venstrehendt fermion og en høyrehendt fermion. For eksempel er massen til et elektron egentlig koblingen mellom et venstrehendt elektron og et høyrehendt elektron, som er antipartikkelen til et venstrehendt positron . Nøytrinoer viser stor blanding i massekoblingen.
↑ a b c d Massene til baryonene og hadronene og ulike tverrsnitt er eksperimentelt målte mengder . Siden kvarker ikke kan isoleres ved QCD - inneslutning , antas mengden gitt her å være massen til kvarken på renormaliseringsskalaen til QCD-skalaen.
↑ C. Patrignani et al. (Particle Data Group) , Kina. Phys. C, 40 , 100001 (2016). "9. Kvantekromodynamikk"
^ "Ukens DZero-resultater" . www-clued0.fnal.gov . Arkivert fra originalen 27. februar 2017 . Hentet 19. november 2016 .
↑ Weinberg, Steven (20. november 1967). "En modell av leptoner" . Physical Review Letters 19 (21): 1264-1266. doi : 10.1103/PhysRevLett.19.1264 . Hentet 2. november 2016 .
↑ a b c Klasse for fysikk ved Royal Swedish Academy of Sciences (red.). "BEH-mekanismen, interaksjoner med kortdistansekrefter og skalarpartikler" (PDF) . www.nobelprize.org (på engelsk) . Hentet 13. november 2016 .
↑ «Leptonuniversaliteten i standardmodellen blir satt i tvil | Vitenskap | The Science of the Francis Mule" . Vitenskapen om Francis Mule . Hentet 3. november 2016 .
↑ Srednicki, Mark. «88. Standardmodellen: Lepton Sector" . Kvantefeltteori (på engelsk) . cambridge . Hentet 13. november 2016 .
^ "The Essence of Matter: A History of Fermions and Bosons" . Gluoner . 26. august 2009 . Hentet 4. mai 2017 .
↑ Iliopoulos, Jean (20. mai 2010). "Glashow-Iliopoulos-Maiani-mekanisme" . Scholarpedia 5 (5). ISSN 1941-6016 . doi : 10.4249/scholarpedia.7125 . Hentet 13. november 2016 .
↑ For at en fermion skal sende ut en partikkel og bevare sin halvheltallsspinntilstand i tillegg til globalt å bevare det totale spinnet før og etter interaksjonen, må den nødvendigvis være heltall: ½→1+ -½
↑ a b K.A. Olive et al. (Partikkeldatagruppe) (2013). "Electroweak-modell og begrensninger for ny fysikk" . http://pdg.lbl.gov/ (på engelsk) . Hentet 9. oktober 2016 .
↑ K. A. Olive et al. (Partikkeldatagruppe) (2015). "Gjennomgangen av partikkelfysikk" (PDF) . http://pdg.lbl.gov/ (på engelsk) . Hentet 25. september 2016 . «De svake interaksjonene krenker derimot C og P på sterkest mulig måte. For eksempel kobler de ladede W-bosonene til venstrehendte elektroner, og til deres CP-konjugerte høyrehendte positroner, men til verken deres C-konjugerte venstrehendte positroner, eller deres P-konjugerte høyrehendte elektroner. »
↑ K. A. Olive et al. (Partikkeldatagruppe) (2011). "Grand Unified Theories" . http://pdg.lbl.gov (på engelsk) . Hentet 9. oktober 2016 .

Bibliografi

R. Oerter (2006). Teorien om nesten alt: Standardmodellen, moderne fysikks ubesungne triumf . plyme .
B. A. Schumm (2004). Deep Down Things: The Breathtaking Beauty of Particle Physics . Johns Hopkins University Press . ISBN 0-8018-7971-X .
"Standardmodellen for partikkelfysikk interaktiv grafikk" .
I. Aitchison; A. Hei (2003). Gauge Theories in Particle Physics: A Practical Introduction . Institutt for fysikk . ISBN 978-0-585-44550-2 .
W. Greiner; B. Müller (2000). Gauge Theory of Weak Interactions . Springer . ISBN 3-540-67672-4 .
G D Coughlan; J.E. Dodd; BM Gripaios (2006). Ideene om partikkelfysikk: en introduksjon for forskere . Cambridge University Press .
DJ Griffiths (1987). Introduksjon til elementærpartikler . John Wiley og sønner . ISBN 0-471-60386-4 .
G.L. Kane (1987). Moderne elementærpartikkelfysikk . Perseus bøker . ISBN 0-201-11749-5 .