Cuprins. Descrierea sistemelor complexe de detectoare, hardware, software, un sistem modern de detectare

Noțiuni fundamentale ale teoriei electro-slabe: încălcarea spontană a simetriei, bosonii Goldstone, mecanismul Higgs, masa și cuplajele W și Z, multiplotele lepton și quark. 89 19.1 Introducere. 89 19.2 Încălcarea spontană a simetriei. 89 19.2.1 De exemplu: G = SU (2) și ϕ în reprezentare dublet. 90 19.3 Moduri Goldstone. 91 19.3.1 De exemplu: G = SU (2) și ϕ în reprezentare dublet. 91 19.4 Mecanismul Higgs. 92 19.4.1 De exemplu: Local G = SU (2) model complex-scalar. 92 19.5 Model SalamWeinberg. 93 19.5.1 Masa bosonilor W ± și Z 0. 93 19.5.2 Multipletele Lepton și quark. 94 Bazele și aplicațiile teoriei spațiului de rețea 95 20.1 Bazele teoriei spațiului de rețea. 95 20.1.1 Ideea de bază a teoriilor de rețea. 95 20.1.2 Măsurarea spațiilor pe o rețea. 96 20.1.3 Fermiuni. 97 20.2 Algoritm de calcul. 100 20.3 Aplicații. 101 20.3.1 Potențial static de quark. 101 20.3.2 Spectrul de hadroni. 102 20.3.3 Diagrama fazelor QCD. 102

Teorema 10 46 Suma polarizării fotonilor Nici polarizarea fotonului nu este detectată, deci sunt și ele însumate: media: 1 2 ɛ = 1,2 ɛ = 1,2 (10.20a) (10.20b) trebuie să fie însumate sau mediate. În cazul de față, trebuie cunoscută doar următoarea identitate (lsd Horseshoe: sug-part, sau Asbi: cqed) (ɛ ɛ) 2 = 1 (kk) 2 = 1 cos 2 Θ (10.21) ɛ, ɛ deci dσ = α2 4m 2 (ω 10.2 Alte procese posibile ω) 2 [] ω ω + ω ω 1 + cos2 Θ + O (α 2) (10.22) În mod similar cu cele de mai sus, secțiunea transversală a efectelor altor procese poate fi calculat, doar de exemplu:) împrăștiere Möller (împrăștiere electron-electron cu propagator de fotoni) împrăștiere Bhabha (împrăștiere electron-pozitron cu propagator de fotoni)

Lot 12 55 g. 12.4: secțiunea transversală de coliziuni µ, µ +

Lot 13 60 g. 13.6: octet pseudoscalar mezanin (0,0 rotire, P Ψ = (1) Ψ) (a) octet barion ((1/2) +, 1/2 rotire, P, = (+1) Ψ) (b) octet barion ((3/2) +, rotire 3/2, P Ψ = (+1) Ψ) g. 13.7: Barioni

Lot 14 65 Vertexuri A L kh.: = L QCD tot (g 0) Putem deriva vârfurile din interacțiunea funcției Lagrange L QCD tot (g = 0) (14.29). Următoarele patru tipuri de vârf pot fi citite apoi 3 gluon-vârf 4 gluon-vârf 1 gluon - 2 vârf fantomă 1 gluon - 2 vârf quark

Teorema 15 70 15.3 Simetria chirală și leziunea acesteia Interacțiunea quark-gluon a QCD poate fi descrisă prin următoarea funcție Lagrange L = iqi (x) (iγ µ D µ mi) qi (x) (15.15) unde suma trece prin arome de quark. Împărțim fiecare spațiu în proiecții dreapta și stânga qi (x) = 1 γ 5 2 în modul cunoscut, exprimând funcția Lagrange L = i [qi L (x) (iγ µ D µ) qi L (x) + qi R (x) (iγ µ D µ) qi R (x)] iqi (x) + 1 + γ 5 qi (x): = qi 2 L (x) + qr (x) i (15,16) mi (qi L (x) qi R (x) + qi R (x) qi L (x)) introduc următoarele transformări globale chirale q L = UL q L, q R = UR q R (15.17) Simetria aproximativă a teoriei este UL (N avour) UR (N avour) (Noi suntem din nou generați de matricile Pauli corespunzătoare familiei N avour), întregul poate fi degradat în membrii masei. Putem vorbi despre o simetrie aproximativă în aproximarea familiei 2-3, în timp ce cu includerea unor familii de gust suplimentare, aceasta se deteriorează. Se poate observa că, dacă simetria este încălcată prin încălcarea spontană a simetriei, pentru care putem nega un parametru de ordine 0 qq 0 0 cu ajutorul căruia se poate scrie o funcție Lagrange eectativă, modelul sigma. Dacă simetria chirală nu ar fi încălcată, am avea curenți reziduali, dar dacă este încălcată, putem scrie curenți părăsind membrii masei și examinându-le algebrele (vezi mai târziu).

Lot 17 81 g. 17.11: Spectrul Fermi: dγ (de e)

Teorema 18 88 în care procesele încărcate electric sunt caracterizate prin L încărcat = GF 2 J, µ J µ = GF 2 (h, µ + l, µ) (h µ + l µ) (18.45) Funcția Lagrange, unde hadronul și curentul de lepton h µ = uγ µ (1 + γ 5) d + cγ µ (1 + γ 5) s + tγ µ (1 + γ 5) b (18,46) l µ = eγ µ (1 + γ 5) ν e + µγ µ (1 + γ 5) ν µ + τγ µ (1 + γ 5) ν τ (18.47) și procesele neutre din punct de vedere electric pot fi descrise prin funcția Lagrange, unde L este neutru = GF 2 J 0, µ J 0 µ (18,48) J 0 = i (gi L i (x) γ µ (1 + γ 5) i (x) + gi Ri (x) γ µ i (x)) (18,49) i < lepton, neutrínó, kvark>. Astfel, după descompunerea parantezelor, putem observa și funcția Lagrange a proceselor pur hadronice și semileptonice L semileptonic = GF 2 (h µ l µ + hc) (18.50) L hadronic = GF 2 (h µ h µ + hc) ( 18,51)

Teorema 19 În timpul 90 de transformări de simetrie, spațiul este transformat ca un vector N-dimensional ϕ i = U i, j (g G) ϕ j (19.4) care poate fi reprezentat de grupurile generatoare τ a după cum urmează U (g) = e iεa τ a (19.5) unde (19.8) Simetriile stării de bază, care lasă starea de bază invariantă H φ0 = (19.9) Clasificarea unei încălcări de simetrie spontană în funcție de gradul de deteriorare poate fi împărțită în trei grupe, în funcție de la care grupul de simetrie G nu este deteriorat dacă H = G este complet deteriorat dacă H = I este parțial deteriorat dacă H