Interacción electrodébil

Descripción unificada del electromagnetismo y la interacción débil.

En física de partículas , la interacción electrodébil o fuerza electrodébil es la descripción unificada de dos de las cuatro interacciones fundamentales conocidas de la naturaleza: el electromagnetismo (interacción electromagnética) y la interacción débil . Aunque estas dos fuerzas parecen muy diferentes a bajas energías cotidianas, la teoría las modela como dos aspectos diferentes de la misma fuerza. Por encima de la energía de unificación , del orden de 246  GeV , ^[a] se fusionarían en una sola fuerza. Por lo tanto, si la temperatura es lo suficientemente alta (aproximadamente 10 ¹⁵  K ), entonces la fuerza electromagnética y la fuerza débil se fusionan en una fuerza electrodébil combinada. Durante la época de los quarks (poco después del Big Bang ), la fuerza electrodébil se dividió en fuerza electrodébil y fuerza débil . Se cree que la temperatura requerida de 10 ¹⁵  K no se ha visto ampliamente en todo el universo desde antes de la época de los quarks, y actualmente la temperatura más alta creada por el hombre en equilibrio térmico es de alrededor de 5,5x10 ¹²  K (del Gran Colisionador de Hadrones ).

Sheldon Glashow , ^[1] Abdus Salam , ^[2] y Steven Weinberg ^[3] fueron galardonados con el Premio Nobel de Física de 1979 por sus contribuciones a la unificación de la interacción débil y electromagnética entre partículas elementales , conocida como teoría de Weinberg-Salam . ^{[4] [5]} La existencia de interacciones electrodébiles se estableció experimentalmente en dos etapas, la primera fue el descubrimiento de corrientes neutras en la dispersión de neutrinos por la colaboración Gargamelle en 1973, y la segunda en 1983 por las colaboraciones UA1 y UA2 que implicó el descubrimiento de los bosones calibre W y Z en colisiones protón-antiprotón en el Super Proton Synchrotron convertido . En 1999, Gerardus 't Hooft y Martinus Veltman recibieron el premio Nobel por demostrar que la teoría electrodébil es renormalizable .

Historia

Después de que el experimento de Wu en 1956 descubriera una violación de la paridad en la interacción débil , se inició una búsqueda de una manera de relacionar las interacciones débiles y electromagnéticas . Ampliando el trabajo de su asesor doctoral Julian Schwinger , Sheldon Glashow primero experimentó con la introducción de dos simetrías diferentes, una quiral y otra aquiral, y las combinó de manera que su simetría general no se rompiera. Esto no produjo una teoría renormalizable , y su simetría de calibre tuvo que romperse a mano ya que no se conocía ningún mecanismo espontáneo , pero predijo una nueva partícula, el bosón Z. Esto recibió poca atención, ya que no coincidía con ningún hallazgo experimental.

En 1964, Salam y John Clive Ward ^[6] tuvieron la misma idea, pero predijeron un fotón sin masa y tres bosones calibre masivos con una simetría rota manualmente. Más tarde, alrededor de 1967, mientras investigaba la ruptura espontánea de la simetría , Weinberg encontró un conjunto de simetrías que predecían un bosón de calibre neutro y sin masa . Inicialmente rechazó tal partícula por considerarla inútil, pero más tarde se dio cuenta de que sus simetrías producían la fuerza electrodébil y procedió a predecir masas aproximadas para los bosones W y Z. Significativamente, sugirió que esta nueva teoría era renormalizable. ^[3] En 1971, Gerard 't Hooft demostró que las simetrías de calibre rotas espontáneamente son renormalizables incluso con bosones de calibre masivos.

Formulación

Ángulo de mezcla débil de Weinberg θ _W y relación entre las constantes de acoplamiento g, g′ y e . Adaptado de Lee (1981). ^[7]

El patrón de isospín débil , T ₃ , e hipercarga débil , Y _W , de las partículas elementales conocidas, que muestra la carga eléctrica, Q , a lo largo del ángulo de mezcla débil . El campo neutro de Higgs (encerrado en un círculo) rompe la simetría electrodébil e interactúa con otras partículas para darles masa. Tres componentes del campo de Higgs pasan a formar parte del masivo
W.
y
z
bosones.

Matemáticamente, el electromagnetismo está unificado con las interacciones débiles como un campo de Yang-Mills con un grupo de calibre SU(2) × U(1) , que describe las operaciones formales que se pueden aplicar a los campos de calibre electrodébiles sin cambiar la dinámica del sistema. . Estos campos son los campos de isospín débiles W ₁ , W ₂ y W ₃ , y el campo de hipercarga débil B . Esta invariancia se conoce como simetría electrodébil .

Los generadores de SU(2) y U(1) reciben el nombre de isospin débil (etiquetado como T ) e hipercarga débil (etiquetado como Y ), respectivamente. Estos luego dan lugar a los bosones calibre que median las interacciones electrodébiles: los tres bosones W de isospin débil ( W ₁ , W ₂ y W ₃ ) y el bosón B de hipercarga débil, respectivamente, todos los cuales son "inicialmente" sin masa. Estos aún no son campos físicos, antes de la ruptura espontánea de la simetría y el mecanismo de Higgs asociado .

En el Modelo Estándar , las partículas físicas observadas, las
W.^±
y
z⁰
Los bosones , y el fotón , se producen a través de la ruptura espontánea de la simetría electrodébil SU(2) × U(1) _Y a U(1) _em , ^[b] efectuada por el mecanismo de Higgs (ver también bosón de Higgs ), un elaborado fenómeno de teoría cuántica de campos que altera "espontáneamente" la realización de la simetría y reorganiza los grados de libertad. ^{[8] [9] [10] [11]}

La carga eléctrica surge como la combinación lineal particular (no trivial) de Y _W (hipercarga débil) y el componente T ₃ del isospin débil que no se acopla al bosón de Higgs . Es decir: el Higgs y el campo electromagnético no tienen ningún efecto entre sí, al nivel de las fuerzas fundamentales ("nivel de árbol"), mientras que cualquier otra combinación de la hipercarga y el isospin débil deben interactuar con el Higgs. Esto provoca una aparente separación entre la fuerza débil, que interactúa con el Higgs, y el electromagnetismo, que no lo hace. Matemáticamente, la carga eléctrica es una combinación específica de la hipercarga y T ₃ descrita en la figura. ${\displaystyle ~\left(\,Q=T_{3}+{\tfrac {1}{2}}\,Y_{\mathrm {W} }\,\right)~}$

U(1) _em (el grupo de simetría del electromagnetismo únicamente) se define como el grupo generado por esta combinación lineal especial, y la simetría descrita por el grupo U(1) _em no se rompe, ya que no interactúa directamente con el Higgs. . ^[C]

La ruptura espontánea de simetría anterior hace que los bosones W ₃ y B se fusionen en dos bosones físicos diferentes con masas diferentes: el
z⁰
bosón y el fotón (
γ
),

${\displaystyle {\begin{pmatrix}\gamma \\Z^{0}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\cos \theta _{\text{W}}&\sin \theta _{\text{W}}\\-\sin \theta _{\text{W}}&\cos \theta _{\text{W}}\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}B\\W_{3}\end{pmatrix}},}$

donde θ _W es el ángulo de mezcla débil . Los ejes que representan las partículas esencialmente acaban de rotarse, en el plano ( W ₃ , B ), en el ángulo θ _W. Esto también introduce un desajuste entre la masa del
z⁰
y la masa del
W.^±
partículas (denotadas como m _Z y m _W , respectivamente),

${\displaystyle m_{\text{Z}}={\frac {m_{\text{W}}}{\,\cos \theta _{\text{W}}\,}}~.}$

Los bosones W ₁ y W ₂ , a su vez, se combinan para producir bosones masivos cargados.
W.^±
:

${\displaystyle W^{\pm }={\frac {1}{\sqrt {2\,}}}\,{\bigl (}\,W_{1}\mp iW_{2}\,{\bigr )}~.}$

lagrangiano

Antes de que se rompa la simetría electrodébil

El lagrangiano para las interacciones electrodébiles se divide en cuatro partes antes de que se manifieste la ruptura de la simetría electrodébil ,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {EW} }={\mathcal {L}}_{g}+{\mathcal {L}}_{f}+{\mathcal {L}}_{h}+{\mathcal {L}}_{y}~.}$

El término describe la interacción entre los tres bosones del vector W y el bosón del vector B , ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{g}}$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{g}=-{\tfrac {1}{4}}W_{a}^{\mu \nu }W_{\mu \nu }^{a}-{\tfrac {1}{4}}B^{\mu \nu }B_{\mu \nu }}$,

donde ( ) y son los tensores de intensidad de campo para los campos de calibre de isospin débil y de hipercarga débil. ${\displaystyle W^{a\mu \nu }}$ ${\displaystyle a=1,2,3}$ ${\displaystyle B^{\mu \nu }}$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{f}}$es el término cinético para los fermiones del modelo estándar. La interacción de los bosones de calibre y los fermiones se realiza a través de la derivada covariante de calibre ,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{f}={\overline {Q}}_{j}iD\!\!\!\!/\;Q_{j}+{\overline {u}}_{j}iD\!\!\!\!/\;u_{j}+{\overline {d}}_{j}iD\!\!\!\!/\;d_{j}+{\overline {L}}_{j}iD\!\!\!\!/\;L_{j}+{\overline {e}}_{j}iD\!\!\!\!/\;e_{j}}$,

donde el subíndice j suma las tres generaciones de fermiones; Q , u y d son los campos de quarks doblete zurdo, singlete derecho arriba y singlete derecho abajo; y L y e son los campos de electrones doblete zurdos y singletes diestros. La barra de Feynman significa la contracción del gradiente 4 con las matrices de Dirac , definida como ${\displaystyle D\!\!\!\!/}$

${\displaystyle D\!\!\!\!/\equiv \gamma ^{\mu }\ D_{\mu }}$

y la derivada covariante (excluyendo el campo de calibre de gluones para la interacción fuerte ) se define como

${\displaystyle \ D_{\mu }\equiv \partial _{\mu }-i\ {\frac {g'}{2}}\ Y\ B_{\mu }-i\ {\frac {g}{2}}\ T_{j}\ W_{\mu }^{j}}$

Aquí está la hipercarga débil y son los componentes del isospin débil. ${\displaystyle \ Y\ }$ ${\displaystyle \ T_{j}\ }$

El término describe el campo de Higgs y sus interacciones consigo mismo y con los bosones de calibre. ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{h}}$ ${\displaystyle h}$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{h}=|D_{\mu }h|^{2}-\lambda \left(|h|^{2}-{\frac {v^{2}}{2}}\right)^{2}\ ,}$

¿Dónde está el valor esperado de vacío? ${\displaystyle v}$

El término describe la interacción de Yukawa con los fermiones, ${\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{y}\ }$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{y}=-y_{u\ ij}\epsilon ^{ab}\ h_{b}^{\dagger }\ {\overline {Q}}_{ia}u_{j}^{c}-y_{d\ ij}\ h\ {\overline {Q}}_{i}d_{j}^{c}-y_{e\,ij}\ h\ {\overline {L}}_{i}e_{j}^{c}+\mathrm {h.c.} ~,}$

y genera sus masas, que se manifiestan cuando el campo de Higgs adquiere un valor esperado de vacío distinto de cero, que se analiza a continuación. Los for son matrices de acoplamientos Yukawa. ${\displaystyle \ y_{k}^{ij}\ ,}$ ${\displaystyle \ k\in \{\mathrm {u,d,e} \}\ ,}$

Después de romper la simetría electrodébil

El lagrangiano se reorganiza a medida que el bosón de Higgs adquiere un valor esperado de vacío que no desaparece dictado por el potencial de la sección anterior. Como resultado de esta reescritura, la ruptura de la simetría se hace manifiesta. En la historia del universo, se cree que esto sucedió poco después del big bang caliente, cuando el universo estaba a una temperatura de 159,5 ± 1,5  GeV ^[12] (asumiendo el modelo estándar de física de partículas).

Debido a su complejidad, este Lagrangiano se describe mejor dividiéndolo en varias partes de la siguiente manera.

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {EW} }={\mathcal {L}}_{\mathrm {K} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }+{\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }~.}$

El término cinético contiene todos los términos cuadráticos del Lagrangiano, que incluyen los términos dinámicos (las derivadas parciales) y los términos de masa (notoriamente ausentes en el Lagrangiano antes de la ruptura de la simetría). ${\displaystyle {\mathcal {L}}_{K}}$

${\displaystyle {\begin{aligned}{\mathcal {L}}_{\mathrm {K} }=\sum _{f}{\overline {f}}(i\partial \!\!\!/\!\;-m_{f})\ f-{\frac {1}{4}}\ A_{\mu \nu }\ A^{\mu \nu }-{\frac {1}{2}}\ W_{\mu \nu }^{+}\ W^{-\mu \nu }+m_{W}^{2}\ W_{\mu }^{+}\ W^{-\mu }\\\qquad -{\frac {1}{4}}\ Z_{\mu \nu }Z^{\mu \nu }+{\frac {1}{2}}\ m_{Z}^{2}\ Z_{\mu }\ Z^{\mu }+{\frac {1}{2}}\ (\partial ^{\mu }\ H)(\partial _{\mu }\ H)-{\frac {1}{2}}\ m_{H}^{2}\ H^{2}~,\end{aligned}}}$

donde la suma abarca todos los fermiones de la teoría (quarks y leptones), y los campos y se dan como ${\displaystyle \ A_{\mu \nu }\ ,}$ ${\displaystyle \ Z_{\mu \nu }\ ,}$ ${\displaystyle \ W_{\mu \nu }^{-}\ ,}$ ${\displaystyle \ W_{\mu \nu }^{+}\equiv (W_{\mu \nu }^{-})^{\dagger }\ }$

${\displaystyle X_{\mu \nu }^{a}=\partial _{\mu }X_{\nu }^{a}-\partial _{\nu }X_{\mu }^{a}+gf^{abc}X_{\mu }^{b}X_{\nu }^{c}~,}$

con ' ' para ser reemplazado por el campo relevante ( , , ), y f  ^abc por las constantes de estructura del grupo de calibre apropiado. ${\displaystyle X}$ ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle Z}$ ${\displaystyle W^{\pm }}$

Los componentes de corriente neutra y corriente cargada del lagrangiano contienen las interacciones entre los fermiones y los bosones calibre, ${\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }\ }$ ${\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }\ }$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {N} }=e\ J_{\mu }^{\mathrm {em} }\ A^{\mu }+{\frac {g}{\ \cos \theta _{W}\ }}\ (\ J_{\mu }^{3}-\sin ^{2}\theta _{W}\ J_{\mu }^{\mathrm {em} }\ )\ Z^{\mu }~,}$

donde la corriente electromagnética es ${\displaystyle ~e=g\ \sin \theta _{\mathrm {W} }=g'\ \cos \theta _{\mathrm {W} }~.}$ ${\displaystyle \;J_{\mu }^{\mathrm {em} }\;}$

${\displaystyle J_{\mu }^{\mathrm {em} }=\sum _{f}\ q_{f}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ f~,}$

¿ Dónde están las cargas eléctricas de los fermiones? La corriente débil del neutro es ${\displaystyle \ q_{f}\ }$ ${\displaystyle \ J_{\mu }^{3}\ }$

${\displaystyle J_{\mu }^{3}=\sum _{f}\ T_{f}^{3}\ {\overline {f}}\ \gamma _{\mu }\ {\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\ f~,}$

¿ Dónde está el isospin débil de los fermiones? ^[d] ${\displaystyle T_{f}^{3}}$

La parte actual cargada del Lagrangiano está dada por

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {C} }=-{\frac {g}{\ {\sqrt {2\;}}\ }}\ \left[\ {\overline {u}}_{i}\ \gamma ^{\mu }\ {\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\;M_{ij}^{\mathrm {CKM} }\ d_{j}+{\overline {\nu }}_{i}\ \gamma ^{\mu }\;{\frac {\ 1-\gamma ^{5}\ }{2}}\;e_{i}\ \right]\ W_{\mu }^{+}+\mathrm {h.c.} ~,}$

donde está el campo de neutrinos singletes diestros y la matriz CKM determina la mezcla entre la masa y los estados propios débiles de los quarks. ^[d] ${\displaystyle \ \nu \ }$ ${\displaystyle \ M_{ij}^{\mathrm {CKM} }\ }$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }}$contiene los términos de autointeracción de tres y cuatro puntos de Higgs,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {H} }=-{\frac {\ g\ m_{\mathrm {H} }^{2}\,}{\ 4\ m_{\mathrm {W} }\ }}\;H^{3}-{\frac {\ g^{2}\ m_{\mathrm {H} }^{2}\ }{32\ m_{\mathrm {W} }^{2}}}\;H^{4}~.}$

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }}$contiene las interacciones de Higgs con bosones vectoriales de calibre,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {HV} }=\left(\ g\ m_{\mathrm {HV} }+{\frac {\ g^{2}\ }{4}}\;H^{2}\ \right)\left(\ W_{\mu }^{+}\ W^{-\mu }+{\frac {1}{\ 2\ \cos ^{2}\ \theta _{\mathrm {W} }\ }}\;Z_{\mu }\ Z^{\mu }\ \right)~.}$

${\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }\ }$contiene el indicador de autointeracciones de tres puntos,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWV} }=-i\ g\ \left[\;\left(\ W_{\mu \nu }^{+}\ W^{-\mu }-W^{+\mu }\ W_{\mu \nu }^{-}\ \right)\left(\ A^{\nu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z^{\nu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)+W_{\nu }^{-}\ W_{\mu }^{+}\ \left(\ A^{\mu \nu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z^{\mu \nu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)\;\right]~.}$

${\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }\ }$contiene el indicador de autointeracciones de cuatro puntos,

${\displaystyle {\begin{aligned}{\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }=-{\frac {\ g^{2}\ }{4}}\ {\Biggl \{}\ &{\Bigl [}\ 2\ W_{\mu }^{+}\ W^{-\mu }+(\ A_{\mu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z_{\mu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ )^{2}\ {\Bigr ]}^{2}\\&-{\Bigl [}\ W_{\mu }^{+}\ W_{\nu }^{-}+W_{\nu }^{+}\ W_{\mu }^{-}+\left(\ A_{\mu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z_{\mu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)\left(\ A_{\nu }\ \sin \theta _{\mathrm {W} }-Z_{\nu }\ \cos \theta _{\mathrm {W} }\ \right)\ {\Bigr ]}^{2}\,{\Biggr \}}~.\end{aligned}}}$

${\displaystyle \ {\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }\ }$contiene las interacciones de Yukawa entre los fermiones y el campo de Higgs,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {Y} }=-\sum _{f}\ {\frac {\ g\ m_{f}\ }{2\ m_{\mathrm {W} }}}\;{\overline {f}}\ f\ H~.}$

Ver también

• estrella electrodébil
• Fuerzas fundamentales
• Historia de la teoría cuántica de campos.
• Modelo Estándar (formulación matemática)
• calibre unitario
• ángulo de weinberg
• Teoría de Yang-Mills

Notas

1. El número particular 246 GeV se considera el valor esperado de vacío del campo de Higgs (donde está la constante de acoplamiento de Fermi ). ${\displaystyle v=(G_{\text{F}}{\sqrt {2}})^{-1/2}}$ ${\displaystyle G_{\text{F}}}$
2. Tenga en cuenta que U(1) _Y y U(1) _{em son instancias distintas de} U(1) genérica : cada una de las dos fuerzas obtiene su propia copia independiente del grupo unitario.
3. Aunque el electromagnetismo (por ejemplo, el fotón) no interactúa directamente con el bosón de Higgs , sí interactúa indirectamente , a través de fluctuaciones cuánticas .
4. Tenga en cuenta los factores en las fórmulas de acoplamiento débil: estos factores se insertan deliberadamente para eliminar cualquier componente quiral izquierdo de los campos de espinor. Por eso se dice que la teoría electrodébil es una " teoría quiral ". ${\displaystyle ~{\tfrac {1}{2}}\ (1-\gamma ^{5})~}$

Referencias

1. Glashow, S. (1959). "La renormalización de las interacciones de mesones vectoriales". Núcleo. Física. 10 , 107.
2. Salam, A .; Sala, JC (1959). "Interacciones débiles y electromagnéticas". Nuevo Cimento . 11 (4): 568–577. Código bibliográfico : 1959NCim...11..568S. doi :10.1007/BF02726525. S2CID  15889731.
3. Weinberg, S (1967). "Un modelo de leptones" (PDF) . Física. Rev. Lett . 19 (21): 1264–66. Código bibliográfico : 1967PhRvL..19.1264W. doi : 10.1103/PhysRevLett.19.1264. Archivado desde el original (PDF) el 12 de enero de 2012.
4. S. Bais (2005). Las Ecuaciones: Iconos del conocimiento. pag. 84.ISBN _ 0-674-01967-9.
5. "El Premio Nobel de Física 1979". La Fundación Nobel . Consultado el 16 de diciembre de 2008 .
6. Salam, A.; Ward, JC (noviembre de 1964). "Interacciones electromagnéticas y débiles". Letras de Física . 13 (2): 168-171. Código bibliográfico : 1964PhL....13..168S. doi :10.1016/0031-9163(64)90711-5.
7. Lee, TD (1981). Física de Partículas e Introducción a la Teoría de Campos .
8. Englert, F.; Brout, R. (1964). "Simetría rota y masa de mesones vectoriales de calibre". Cartas de revisión física . 13 (9): 321–323. Código bibliográfico : 1964PhRvL..13..321E. doi : 10.1103/PhysRevLett.13.321 .
9. Higgs, PW (1964). "Simetrías rotas y masas de bosones de calibre". Cartas de revisión física . 13 (16): 508–509. Código bibliográfico : 1964PhRvL..13..508H. doi : 10.1103/PhysRevLett.13.508 .
10. Guralnik, GS; Hagen, CR; Croquetas, TWB (1964). "Leyes de conservación global y partículas sin masa". Cartas de revisión física . 13 (20): 585–587. Código bibliográfico : 1964PhRvL..13..585G. doi : 10.1103/PhysRevLett.13.585 .
11. Guralnik, GS (2009). "La historia del desarrollo de Guralnik, Hagen y Kibble de la teoría de la ruptura espontánea de la simetría y las partículas calibre". Revista Internacional de Física Moderna A. 24 (14): 2601–2627. arXiv : 0907.3466 . Código Bib : 2009IJMPA..24.2601G. doi :10.1142/S0217751X09045431. S2CID  16298371.
12. D'Onofrio, Michela; Rummukainen, Kari (2016). "Modelo estándar cruzado en celosía". Física. Rev. D. 93 (2): 025003. arXiv : 1508.07161 . Código Bib : 2016PhRvD..93b5003D. doi : 10.1103/PhysRevD.93.025003. hdl : 10138/159845 . S2CID  119261776.

Otras lecturas

Lectores generales

• BA Schumm (2004). Cosas profundas: la impresionante belleza de la física de partículas . Prensa de la Universidad Johns Hopkins. ISBN 0-8018-7971-X.Transmite gran parte del modelo estándar sin matemáticas formales. Muy minucioso en la interacción débil.

Textos

• DJ Griffiths (1987). Introducción a las Partículas Elementales . John Wiley e hijos. ISBN 0-471-60386-4.
• W. Greiner; B. Muller (2000). Teoría del calibre de interacciones débiles . Saltador. ISBN 3-540-67672-4.
• GL Kane (1987). Física de partículas elementales moderna . Libros de Perseo . ISBN 0-201-11749-5.

Artículos

• ES Abers; BW Lee (1973). "Teorías de calibre". Informes de Física . 9 (1): 1–141. Código bibliográfico : 1973PhR.....9....1A. doi :10.1016/0370-1573(73)90027-6.
• Y. Hayato; et al. (1999). "Búsqueda de desintegración de protones a través de p → νK ⁺ en un detector Cherenkov de agua grande". Cartas de revisión física . 83 (8): 1529-1533. arXiv : hep-ex/9904020 . Código bibliográfico : 1999PhRvL..83.1529H. doi : 10.1103/PhysRevLett.83.1529. S2CID  118326409.
• J. Hucks (1991). "Estructura global del modelo estándar, anomalías y cuantificación de carga". Revisión física D. 43 (8): 2709–2717. Código bibliográfico : 1991PhRvD..43.2709H. doi : 10.1103/PhysRevD.43.2709. PMID  10013661.
• SF Novaes (2000). "Modelo estándar: introducción". arXiv : hep-ph/0001283 .
• DP Roy (1999). "Constituyentes básicos de la materia y sus interacciones: un informe de progreso". arXiv : hep-ph/9912523 .