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 las 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 la fuerza electromagnética y la 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 10 15 K.5,5 × 10 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 la teoría Weinberg-Salam . ^{[4] [5]} La existencia de las 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 involucraron el descubrimiento de los bosones de calibre W y Z en colisiones protón-antiprotón en el Super Sincrotrón de Protones convertido . En 1999, Gerardus 't Hooft y Martinus Veltman fueron galardonados con el premio Nobel por demostrar que la teoría electrodébil es renormalizable .

Historia

Después de que el experimento de Wu en 1956 descubriera la violación de la paridad en la interacción débil , comenzó una búsqueda de una forma de relacionar las interacciones débiles y electromagnéticas . Ampliando el trabajo de su asesor de doctorado Julian Schwinger , Sheldon Glashow experimentó primero con la introducción de dos simetrías diferentes, una quiral y otra aquiral, y las combinó de tal manera que su simetría general no se rompiera. Esto no produjo una teoría renormalizable , y su simetría de calibración 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 de calibración 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 predicen un bosón de calibración neutro y sin masa . Inicialmente rechazó dicha partícula como inútil, luego 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 calibración rotas espontáneamente son renormalizables incluso con bosones de calibración 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 , y de 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 de Higgs neutro (en un círculo) rompe la simetría electrodébil e interactúa con otras partículas para darles masa. Tres componentes del campo de Higgs se convierten en parte del campo masivo
Yo
y
O
bosones.

Matemáticamente, el electromagnetismo se unifica con las interacciones débiles como un campo de Yang-Mills con un grupo de calibración SU(2) × U(1) , que describe las operaciones formales que se pueden aplicar a los campos de calibración electrodébiles sin cambiar la dinámica del sistema. Estos campos son los campos 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 isospín débil (etiquetados como T ) e hipercarga débil (etiquetados como Y ) _, respectivamente. Estos dan lugar a los bosones de calibración que median las interacciones electrodébiles: los tres bosones W de isospín débil ( W1 , W2 y W3 ) y el bosón B de hipercarga débil, respectivamente, todos ellos "inicialmente" sin masa. Estos no son campos físicos todavía, antes de _la ruptura espontánea de la simetría _{y el} mecanismo de Higgs asociado .

En el Modelo Estándar , las partículas físicas observadas, las
Yo^±
y
O⁰
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 (véase 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 isospín débil ( ) que no se acopla al bosón de Higgs . Es decir: el Higgs y el campo electromagnético no tienen efecto entre sí, a nivel de las fuerzas fundamentales ("nivel de árbol"), mientras que cualquier otra combinación de la hipercarga y el isospín débil debe 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 esbozada en la figura. ${\displaystyle Q=T_{3}+{\tfrac {1}{2}}\,Y_{\mathrm {W} }}$

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 W3 y B se fusionen en dos bosones físicos diferentes con masas diferentes: _el
O⁰
bosón y el fotón (
gamma
),

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

donde θ _W es el ángulo de mezcla débil . Los ejes que representan las partículas básicamente se han rotado, en el plano ( W ₃ , B ), por el ángulo θ _W . Esto también introduce un desajuste entre la masa de las
O⁰
y la masa de la
Yo^±
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 los bosones masivos cargados.
Yo^±
:

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

Lagrangiano

Antes de la ruptura de 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 vectoriales W y el bosón vectorial 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 calibración de isospín débil e 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 norma y los fermiones se produce a través de la derivada covariante de norma ,

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

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

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

y la derivada covariante (excluyendo el campo de calibración 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 los componentes del isospín débil. ${\displaystyle \ Y\ }$ ${\displaystyle \ T_{j}\ }$

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

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

¿Dónde está el valor esperado del 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. Las matrices de acoplamientos de Yukawa son matrices de acoplamientos de Yukawa. ${\displaystyle \ y_{k}^{ij}\ ,}$ ${\displaystyle \ k\in \{\mathrm {u,d,e} \}\ ,}$

Después de la ruptura de la simetría electrodébil

El lagrangiano se reorganiza a medida que el campo 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 simetría se hace manifiesta. En la historia del universo, se cree que esto ocurrió poco después del Big Bang caliente, cuando el universo estaba a una temperatura159,5 ± 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 como sigue.

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

El término cinético contiene todos los términos cuadráticos del Lagrangiano, que incluyen los términos dinámicos (las derivadas parciales) y los términos de masa (notablemente ausentes del 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 recorre 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 que se debe reemplazar 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 de 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 neutra 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 isospín débil de los fermiones? ^[d] ${\displaystyle T_{f}^{3}}$

La parte de corriente 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 es el campo de neutrinos singlete dextrógiro, 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 del 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 del Higgs con los 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 las interacciones propias de tres puntos de calibración,

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

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{\mathrm {WWVV} }}$Contiene las interacciones propias de cuatro puntos de calibración,

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

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

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

Véase también

• Estrella electrodébil
• Fuerzas fundamentales
• Historia de la teoría cuántica de campos
• Modelo estándar (formulación matemática)
• Calibre de unitaridad
• Angulo de Weinberg
• Teoría de Yang-Mills

Notas

1. El número particular 246 GeV se toma como el valor esperado de vacío del campo de Higgs (donde es la constante de acoplamiento de Fermi ). ${\displaystyle v=(G_{\text{F}}{\sqrt {2}})^{-1/2}}$ ${\displaystyle G_{\text{F}}}$
2. Nótese que U(1) _Y y U(1) _em son instancias distintas de U(1) genérico : 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 lo hace indirectamente , a través de fluctuaciones cuánticas .
4. Nótese 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". Nucl. Phys. 10 , 107.
2. Salam, A. ; Ward, JC (1959). "Interacciones débiles y electromagnéticas". Nuovo Cimento . 11 (4): 568–577. Bibcode :1959NCim...11..568S. doi :10.1007/BF02726525. S2CID  15889731.
3. Weinberg, S (1967). "Un modelo de leptones" (PDF) . Phys. 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. p. 84. ISBN 0-674-01967-9.
5. "El Premio Nobel de Física 1979". Fundación Nobel . Consultado el 16 de diciembre de 2008 .
6. Salam, A.; Ward, JC (noviembre de 1964). "Interacciones electromagnéticas y débiles". Physics Letters . 13 (2): 168–171. Bibcode :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 calibración". Physical Review Letters . 13 (9): 321–323. Código Bibliográfico :1964PhRvL..13..321E. doi : 10.1103/PhysRevLett.13.321 .
9. Higgs, PW (1964). "Simetrías rotas y masas de los bosones gauge". Physical Review Letters . 13 (16): 508–509. Código Bibliográfico :1964PhRvL..13..508H. doi : 10.1103/PhysRevLett.13.508 .
10. Guralnik, GS; Hagen, CR; Kibble, TWB (1964). "Leyes de conservación global y partículas sin masa". Physical Review Letters . 13 (20): 585–587. Código Bibliográfico :1964PhRvL..13..585G. doi : 10.1103/PhysRevLett.13.585 .
11. Guralnik, GS (2009). "La historia del desarrollo de la teoría de la ruptura espontánea de simetría y de las partículas de calibración por parte de Guralnik, Hagen y Kibble". Revista Internacional de Física Moderna A . 24 (14): 2601–2627. arXiv : 0907.3466 . Código Bibliográfico :2009IJMPA..24.2601G. doi :10.1142/S0217751X09045431. S2CID  16298371.
12. D'Onofrio, Michela; Rummukainen, Kari (2016). "Cruce de modelos estándar en la red". Phys. Rev. D . 93 (2): 025003. arXiv : 1508.07161 . Bibcode :2016PhRvD..93b5003D. doi :10.1103/PhysRevD.93.025003. hdl : 10138/159845 . S2CID  119261776.

Lectura adicional

Lectores generales

• BA Schumm (2004). Cosas profundas: la asombrosa belleza de la física de partículas . Johns Hopkins University Press. ISBN 0-8018-7971-X.Transmite gran parte del modelo estándar sin matemáticas formales. Muy completo en cuanto a la interacción débil.

Textos

• DJ Griffiths (1987). Introducción a las partículas elementales . John Wiley & Sons. ISBN 0-471-60386-4.
• W. Greiner; B. Müller (2000). Teoría de calibre de interacciones débiles . Springer. ISBN 3-540-67672-4.
• GL Kane (1987). Física de partículas elementales modernas . Perseus Books . ISBN 0-201-11749-5.

Artículos

• ES Abers; BW Lee (1973). "Teorías de calibre". Physics Reports . 9 (1): 1–141. Bibcode :1973PhR.....9....1A. doi :10.1016/0370-1573(73)90027-6.
• Y. Hayato; et al. (1999). "Búsqueda de la desintegración de protones a través de p → νK ⁺ en un gran detector Cherenkov de agua". Physical Review Letters . 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". Physical Review D . 43 (8): 2709–2717. Bibcode :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 .