Symetrie rodziny - Family symmetries

W fizyce cząstek , że symetrie rodziny lub symetrie poziome są różne dyskretne, globalne lub lokalne symetrie między kwark - leptonowych rodzin lub pokoleń. W przeciwieństwie do symetrii wewnątrzrodzinnych lub pionowych (zebranych w konwencjonalnym Modelu Standardowym i Teorii Wielkiej Zunifikowanej ), które działają wewnątrz każdej rodziny, symetrie te przypuszczalnie leżą u podstaw fizyki smaków rodziny. Można je traktować jako nowy zestaw ładunków kwantowych przypisanych do różnych rodzin kwarków i leptonów.

Uważa się, że spontaniczne łamanie symetrii tych symetrii prowadzi do adekwatnego opisu mieszania smaków kwarków i leptonów z różnych rodzin. Jest to z pewnością jeden z głównych problemów, z jakimi boryka się obecnie fizyka cząstek elementarnych . Pomimo wielkiego sukcesu w wyjaśnianiu podstawowych interakcji natury, Model Standardowy wciąż cierpi na brak tak wyjątkowej zdolności do wyjaśniania kątów mieszania smaków lub słabych kątów mieszania (jak są one umownie określane), których obserwowane wartości są zbierane w odpowiadające macierze Cabibbo-Kobayashi-Maskawa .

Chociaż są one koncepcyjnie użyteczne i prowadzą w niektórych przypadkach do fizycznie wartościowych wzorców mieszania aromatów, symetrie rodzin nie zostały jeszcze potwierdzone przez obserwacje.

Wstęp

Jak dobrze wiadomo, model standardowy opiera się na wewnętrznej symetrii o jednolitej grupy produktów  członkowie które mają zupełnie inny charakter. Symetrii kolor  ma strukturę vectorlike powodu których leworęcznych i righthanded twarogi są transformowane w identyczny sposób jak ich podstawowych tripletów. Jednocześnie symetria elektrosłaba składająca się ze słabej izospiny i hipernaładowania jest chiralna. Zatem lewoskrętnymi składnikami wszystkich kwarków i leptonów są dublety, ${\ Displaystyle SU (3) _ {C} \ razy SU (2) _ {W} \ razy U (1) _ {Y}}$ ${\displaystyle SU(3)_{C}}$ ${\ Displaystyle SU (2) _ {W}}$ ${\ Displaystyle U (1) _ {Y}}$${\ Displaystyle SU (2) _ {W}}$

${\ Displaystyle \ Quad \ Quad \ Quad \ Quad \ Quad \ Quad \ Quad \ Quad Q_ {L} ^ {(i)} = {\ Rozpocznij {pmatrix} u & c & t \ \ d & s & b \ koniec {pmatrix}} _ {L} \quad \quad \quad }$  ${\ Displaystyle L_ {L} ^ {(i)} = {\ zacząć {pmatrix} \ nu _ {e} i \ nu _ {\ mu} i \ nu _ {\ tau} \ \ e & \ mu i \ tau \end{pmatrix}}_{L}}$  

podczas gdy ich praworęczne komponenty to singlety

${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad U_ {R} ^ {(i)} = (u, c, t) _ {R}}$   ${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad U_ {R} ^ {(i)} = (u, c, t) _ {R}}$

${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad N_ {R} ^ {(i)} = (N_ {e}, N_ {\ mu}, N_ {\ tau}) _ { R}}$ ${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad E_ {R} ^ {(i)} = (e \ mu \ tau) _ {R}}$

Tutaj rodziny kwarkowo-leptonowe są ponumerowane według indeksu zarówno dla rodzin kwarkowych, jak i leptonowych. Prawoskrętne kwarki i leptony w górę iw dół są zapisywane osobno, a dla kompletności uwzględniono również prawoskrętne neutrina . ${\displaystyle i\ (i=1,2,3)}$${\ Displaystyle N_ {R} ^ {(i)}}$

Podjęto wiele prób interpretacji istnienia rodzin kwarkowo-leptonowych i sposobu ich mieszania w kategoriach różnych symetrii rodzin – dyskretnych lub ciągłych, globalnych lub lokalnych. Wśród nich najbardziej interesujące wydają się symetrie abelowe i nieabelowe oraz rodzinne. Dostarczają wskazówek dotyczących macierzy mas rodzin kwarków i leptonów, prowadząc do związków między ich masami a parametrami mieszania. W ramach supersymetrycznego Modelu Standardowego taka symetria rodzin powinna jednocześnie zapewniać niemal jednolite widmo mas dla superpartnerów, przy wysokim stopniu zachowania rodzinnego smaku, co czyni jej istnienie jeszcze bardziej koniecznym w przypadku SUSY . ${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

Sprawa symetrii${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$

Ta klasa modeli symetrii rodziny została po raz pierwszy zbadana przez Froggatta i Nielsena w 1979 roku i rozszerzona później. W tym mechanizmie wprowadza się nowe złożone pole skalarne zwane flawon, którego wartość oczekiwana próżni (VEV) prawdopodobnie łamie narzuconą globalną symetrię rodziny . Pod tą symetrią różne rodziny kwarkowo-leptonowe niosą różne ładunki . W związku z tym połączenie między rodzinami jest zapewnione przez włączenie do gry (poprzez odpowiedni mechanizm huśtawkowy ) pewnych pośrednich ciężkich fermionów, które są odpowiednio naładowane w ramach symetrii rodziny . Tak więc efektywne stałe sprzężenia Yukawy dla rodzin kwark-lepton są ułożone w taki sposób, że mogą pojawiać się tylko poprzez pierwotne sprzężenia tych rodzin z fermionem (fermionami) posłańca i polem flawonów . Hierarchia tych sprzężeń jest określona przez pewien mały parametr , który jest określony przez stosunek flawonów VEV do masy pośredniego ciężkiego fermionu   (lub , jeśli fermiony przekaźnikowe zostały zintegrowane w jakiejś wysokoenergetycznej skali odcięcia ). Ponieważ różne rodziny kwarkowo-leptonowe niosą różne ładunki, różne stałe sprzężenia są tłumione przez różne moce, ponieważ są one przede wszystkim kontrolowane przez postulowane przypisanie ładunku fermionowego. ${\displaystyle \phi}$${\ Displaystyle \ langle \ phi \ rangle}$${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$${\ Displaystyle I_ {i} \ quad (i = 1,2,3)}$${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$${\ Displaystyle Y_ {ij} \ quad (i, j = 1,2,3)}$${\displaystyle \phi}$${\displaystyle \epsilon}$${\ Displaystyle \ langle \ phi \ rangle}$${\ Displaystyle M_ {F}}$${\ Displaystyle \ epsilon = \ langle \ phi \ rangle / M_ {F}}$${\ Displaystyle \ epsilon = \ langle \ phi \ rangle / \ Lambda _ {F}}$${\ Displaystyle \ Lambda _ {F}}$${\ Displaystyle Y_ {ij}}$${\displaystyle \epsilon}$

Szczególnie dla kwarków sprzężenia te przybierają postać

${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad Y_ {ij} ^ {(f)} \ gruby \ epsilon ^ {I (f_ {L}) _ {i} -I({f_{R})}_{j}}\quad \quad \quad f_{L,R}=(U,D)_{L,R}}$

gdzie indeks oznacza konkretną rodzinę kwarków górnych ( ) i dolnych ( ), w tym odpowiednio ich lewoskrętne i prawoskrętne składowe. Hierarchia ta jest następnie przenoszona do ich macierzy mas, gdy konwencjonalny bozon Higgsa Modelu Standardowego opracuje własny VEV, . Zatem macierze mas proporcjonalne do macierzy stałych sprzężenia Yukawy mogą generalnie wytworzyć (poprzez odpowiedni dobór ładunków rodziny ) wymagane wzory dla słabych kątów mieszania, które są zasadniczo zgodne z odpowiednimi obserwowanymi macierzami Cabibbo-Kobayashi-Maskawa . W ten sam sposób można również ustawić odpowiednie macierze mas dla rodzin leptonów. ${\displaystyle f}$${\displaystyle U=u,c,t}$${\displaystyle D=d,s,b}$ ${\ Displaystyle H}$${\ Displaystyle m_ {ij} ^ {(f)} = Y_ {ij} ^ {(f)} \ langle H \ rangle}$${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$

Spośród innych zastosowań symetrii rodziny , najciekawsze może wynikać z jej możliwego związku (lub nawet identyfikacji) z symetrią Peccei-Quinna . Może to wskazywać na jakiś głęboki związek między problemem fermion mieszania i silnego problemu CP w Modelu Standardowego , który był również omawiany w literaturze. ${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$

Symetria rodzina${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$

Te modele symetrii rodzina po raz pierwszy zostały skierowane przez Wilczek i Zee w 1979 roku, a następnie zainteresowanie nich została odnowiona w 1990, zwłaszcza w związku z supersymetryczne Modelu Standardowego . ${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$

W oryginalnym modelu rodziny kwarkowo-leptonowe przypadają na poziome tryplety przyjętej lokalnej symetrii. Na szczęście ta symetria jest ogólnie wolna od problemu anomalii cechowania, który może pojawić się w przypadku innych lokalnych kandydatów na symetrię rodzinną. Generalnie model zawiera zbiór multipletów bozonów Higgsa będących skalarem, wektorem i tensorem , poza tym wszystkie są dubletami konwencjonalnej symetrii elektrosłabej . Te multiplety skalarne zapewniają macierze mas dla kwarków i leptonów, dając ostatecznie rozsądne, słabe kąty mieszania pod względem stosunków mas fermionów. W zasadzie można by mieć nadzieję na osiągnięcie go w bardziej ekonomiczny sposób, gdy masy rodziny ciężkiej pojawią się na poziomie drzewa, podczas gdy rodziny lekkie uzyskują swoje masy z korekt radiacyjnych na poziomie jednej pętli i wyższych. ${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$ ${\ Displaystyle SU (2) _ {W} \ razy U (1) _ {Y}}$

Inny i przypuszczalnie bardziej realistyczny sposób wykorzystania symetrii rodziny opiera się na obrazie, że przy braku mieszania smaków tylko cząstki należące do trzeciej generacji ( ) mają masy niezerowe. Masy i kąty zmieszania światła pierwszej i drugiej rodziny będące dubletami symetrii pojawiają się wówczas w wyniku trójpoziomowego mieszania rodzin, związanego ze spontanicznym łamaniem tej symetrii. Hierarchia VEV poziomych skalarów jest następnie wzmacniana przez efektywną skalę odcięcia. Ponownie, tak jak w powyższym przypadku symetrii, mieszanie rodzin okazuje się ostatecznie proporcjonalne do potęg jakiegoś małego parametru, który jest określony przez wymiary dozwolonych operatorów symetrii rodziny. To ostatecznie generuje efektywne (przekątne i niediagonalne sprzężenia Yukawa dla rodzin świateł w ramach (zwykłego lub supersymetrycznego) Modelu Standardowego . ${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$${\displaystyle t,b,\tau}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$

W teoriach supersymetrycznych istnieją macierze masy i interakcji dla skwarków i sleptonów , prowadzące do bogatej struktury smakowej. W szczególności, jeśli fermiony i skalary o danym ładunku mają macierze mas, które nie są diagonalizowane przez ten sam obrót, nowe macierze mieszania pojawiają się na wierzchołkach gaugino . Może to ogólnie prowadzić do niebezpiecznych procesów zmiany smaku rodziny lekkiej, chyba że złamanie symetrii, która kontroluje sektor rodziny lekkiej, wraz z małymi masami fermionów, nie spowoduje rozszczepienia małych mas ich superpartnerów skalarnych . ${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$

Do tego wszystkiego dochodzi jeszcze aspekt dynamiczny lokalnej symetrii, związany z jej bozonami cechowania poziomego. Chodzi jednak o to, że te bozony (jak również różne zaangażowane bozony Higgsa) muszą być o kilka rzędów wielkości masywniejsze niż bozony Modelu Standardowego W i Z  , aby uniknąć zakazanej zmiany smaku kwarków i leptonów. przejścia. Ogólnie rzecz biorąc, wymaga to wprowadzenia dodatkowych bozonów Higgsa, aby nadać duże masy bozonom o przekroju poziomym, tak aby nie zakłócać mas zaangażowanych fermionów. ${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$

Chiralna alternatywa symetrii${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

Można ogólnie argumentować, że przypuszczalnie adekwatna symetria rodzin powinna być raczej chiralna niż wektorowa, ponieważ wektorowe symetrie rodzin nie zabraniają na ogół dużych mas niezmienniczych dla rodzin kwarkowo-leptonowych. Może to prowadzić (bez specjalnego dostrajania parametrów) do prawie jednorodnych widm masowych dla nich, co byłoby naturalne, gdyby symetria rodzin była dokładna, a nie złamana. Co dość intrygujące, oba znane przykłady lokalnych symetrii wektorowych, elektromagnetycznej i kolorowej , wydają się być dokładnymi symetriami, podczas gdy wszystkie symetrie chiralne, w tym konwencjonalna symetria elektrosłaba i wielkie unifikacje SU(5) , SO(10) i E(6) wydają się złamane . W związku z tym jedna z najbardziej potencjalnie istotnych opcji rozważanych w literaturze może być związana z lokalną symetrią rodziny chiralnej, wprowadzoną przez Chkareuli w 1980 r. w ramach symetrii zjednoczonej rodziny i dalej rozwijaną przez nią. ${\ Displaystyle U (1) _ {EM}}$${\displaystyle SU(3)_{C}}$ ${\ Displaystyle SU (2) _ {W} \ razy U (1) _ {Y}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\displaystyle SU(8)}$

Motywacja

Wybór symetrii rodziny jako podstawowej symetrii poza Modelem Standardowym wydaje się być związany z następującymi kwestiami: ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

• (i) Zapewnia naturalne wyjaśnienie liczby trzy zaobserwowanych rodzin kwarkowo-leptonowych skorelowanych z trzema gatunkami bezmasowych lub lekkich neutrin, które przyczyniają się do  szerokości częściowego rozpadu niewidzialnego bozonu Z ;
• (ii) Jego lokalny charakter jest zgodny z innymi lokalnymi symetriami Modelu Standardowego , takimi jak słaba symetria izospinowa lub symetria koloru . W rzeczywistości prowadzi to do zjednoczonego rodzinnego Modelu Standardowego z całkowitą symetrią, która następnie załamuje się w pewnej wysokiej skali rodzinnej do konwencjonalnego SM;${\ Displaystyle SU (2) _ {W}}$ ${\displaystyle SU(3)_{C}}$${\ Displaystyle SM \ razy SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle M_ {F}}$
• (iii) Jej chiralna natura, zgodnie z którą fermiony lewoskrętne i prawoskrętne mają być, odpowiednio, podstawowymi trójkami i antytrojkami symetrii. Oznacza to, że ich masy mogą pojawić się jedynie w wyniku spontanicznego złamania symetrii tego, którego anizotropia w rodzinnej przestrzeni smakowej zapewnia hierarchiczne widmo masowe rodzin kwarkowo-leptonowych;${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$
• (iv) Niezmiennym sprzężeniom Yukawy zawsze towarzyszy przypadkowa globalna symetria chiralna, którą można utożsamić z symetrią Peccei-Quinna , dając w ten sposób rozwiązanie silnego problemu CP ;${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle U(1)}$
• (v) Ze względu na swoją chiralną strukturę, dopuszcza naturalną unifikację z konwencjonalnymi teoriami Grand zunifikowanymi w formie produktu bezpośredniego, takiego jak , lub , a także jako podgrupa rozszerzonej (zjednoczonej rodziny) lub GUT ;${\ Displaystyle SU (5) \ razy SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle SO (10) \ razy SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle E (6) \ razy SU (3) _ {F}}$${\displaystyle SU(8)}$${\ Displaystyle E (8)}$
• (vi) Ma proste rozszerzenie do supersymetrycznego Modelu Standardowego i GUT .

Po zaakceptowaniu tych naturalnych kryteriów inni kandydaci na symetrię rodzin okazali się przynajmniej częściowo dyskryminowani. Rzeczywiście, symetria rodziny nie spełnia kryterium (i) iw rzeczywistości ma zastosowanie do dowolnej liczby rodzin kwarkowo-leptonowych. Ponadto symetria rodziny może zawierać, oprócz dwóch rodzin lekkich traktowanych jako dublety, dowolną liczbę dodatkowych (singletów lub nowych dubletów ) rodzin. Wszystkie globalne symetrie nieabelowe są wykluczone przez kryterium (ii), podczas gdy symetrie wektorowe są wykluczone przez kryteria (iii) i (v). ${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$

Aplikacje podstawowe

W Modelu Standardowym i  GUT rozszerzonej o lokalną symetrię chiralną kwarki i leptony mają być chiralnymi tripletami, tak że ich lewoskrętne (słabe dublety) składowe – i – są traktowane jako trojaczki , podczas gdy ich prawoskrętne (weak-singlet) komponenty – , ,   i – są antytrypletami (lub odwrotnie). Tutaj jest wskaźnik rodzina symetria ( ), raczej niż indeks wprowadzone w sekcji w celu numerycznych po prostu wszystkich rodzin zaangażowanych. Spontaniczne złamanie tej symetrii daje pewne zrozumienie obserwowanej hierarchii między elementami macierzy mas kwarkowo-leptonowych i obecności w nich zer tekstury. To przerwanie jest zwykle zapewniane przez pewien zbiór poziomych multipletów skalarnych, które są symetryczne i antysymetryczne pod ,  oraz ( = 1, 2, ..., = 1, 2, ...). Kiedy rozwijają swoje VEV, rodziny kwarków górnych i dolnych uzyskują efektywne stałe sprzężenia Yukawy, które na ogół mają postać ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle Q_ {L} ^ {(i)}}$${\ Displaystyle L_ {L} ^ {(i)}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle U_ {R} ^ {(i)}}$${\ Displaystyle D_ {R} ^ {(i)}}$${\ Displaystyle N_ {R} ^ {(i)}}$${\ Displaystyle E_ {R} ^ {(i)}}$${\displaystyle i}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\displaystyle i=1,2,3}$${\ Displaystyle (i)}$${\ Displaystyle 1}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle \ chi _ {ij} ^ {(a)}}$${\ Displaystyle \eta _ {[ij]} ^ {(b)}}$${\displaystyle a}$${\displaystyle b}$

${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad Y_ {ij} ^ {f} = A_ {f} ^ {(a)} {\ Frac {<\ chi _ {ij}^{(a)}>}{M_{F}}}\quad +\quad B_{f}^{(b)}{\frac {<\eta _{ij}^{(b)} >}{M_{F}}}\quad \quad \quad \quad f=(U,D)}$

gdzie znowu indeks oznacza konkretną rodzinę kwarków górnych ( ) i dolnych ( ), odpowiednio ( i są pewnymi bezwymiarowymi stałymi proporcjonalności rzędu). Te stałe sprzężenia zwykle pojawiają się poprzez rodzaj mechanizmu huśtawki z powodu wymiany specjalnego zestawu ciężkich (rzędu skali symetrii rodziny ) fermionów podobnych do wektorów. Wartości VEV poziomych skalarów przyjmowane ogólnie tak duże jak , mają być hierarchicznie ułożone wzdłuż różnych kierunków w rodzinnej przestrzeni smakowej. Hierarchia ta jest następnie przenoszona do ich macierzy mas i , gdy konwencjonalny bozon Higgsa modelu standardowego opracowuje własne VEV w odpowiednich sprzężeniach Yukawy ${\displaystyle f}$${\displaystyle U=u,c,t}$${\displaystyle D=d,s,b}$${\ Displaystyle A_ {f} ^ {(a)}}$${\ Displaystyle B_ {f} ^ {(b)}}$${\ Displaystyle O {(1)}}$${\ Displaystyle M_ {F}}$${\ Displaystyle M_ {F}}$${\ Displaystyle m_ {ij} ^ {(U)}}$${\ Displaystyle m_ {ij} ^ {(D)}}$ ${\ Displaystyle H}$

${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad Y_ {ij} ^ {U} ({\ bar {Q}} _ {L} ^ {i} U_ {R}^{j})H\quad +\quad Y_{ij}^{D}({\bar {Q}}_{L}^{i}D_{R}^{j}){\bar {H}}}$                         

W minimalnym przypadku z jednym  sekstetem i dwoma trójkami rozwijającymi podstawową konfigurację VEV ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle \ chi _ {ij}}$${\ Displaystyle \eta _ {[ij]} ^ {(1,2)}}$

                         ${\ Displaystyle \ quad \ quad \ quad \ quad \ quad <\ chi _ {33}> \ quad, \ quad \ eta _ {[23]} ^ {(1)} \ quad, \ quad \ _ _ {[ 12]}^{(2)}}$

przychodzi typowej rodziny najbliższego sąsiedztwa mieszania wzór w macierzy masowych , a  to prowadzi do słabego wymieszania kąty są na ogół w przybliżeniu zgodna z odpowiednimi Cabibbo-Kobayashi-Maskawy matryce. W ten sam sposób można również ustawić odpowiednie macierze mas dla rodzin leptonów, co prowadzi do realistycznego opisu – zarówno w Modelu Standardowym, jak i  GUT – mas i mieszanek leptonów , w tym mas i oscylacji neutrin . ${\ Displaystyle m_ {ij} ^ {(U)}}$${\ Displaystyle m_ {ij} ^ {(D)}}$

W ramach teorii supersymetrycznych, rodzinna   symetria w parze z hierarchicznymi masami i mieszaniem kwarków i leptonów prowadzi do niemal jednolitego widma mas dla ich superpartnerów o wysokim stopniu zachowania smaku. Ze względu na szczególne relacje między matrycami masy fermionowej a miękkimi warunkami łamania SUSY , niebezpieczny supersymetryczny wkład w procesy zmiany smaku może być naturalnie tłumiony. ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

Wśród innych zastosowań symetrii najciekawsze są te związane z jej sektorem pomiarowym. Generalnie skala rodzin może mieścić się w zakresie od GeV do skali wielkiej unifikacji, a nawet wyżej. W przypadku stosunkowo małej skali rodzinnej , w grę wejdą również bozony cechowania, tak więc może stać się ważne wiele rzadkich procesów zmieniających smak, w tym niektóre z ich astrofizycznych konsekwencji. W przeciwieństwie do wektorowych symetrii rodziny, chiral nie jest ogólnie wolny od anomalii cechowania. Można je jednak łatwo zlikwidować przez wprowadzenie odpowiedniego zestawu czystych horyzontalnych multipletów fermionowych. Będąc sterylnymi w stosunku do wszystkich innych oddziaływań Modelu Standardowego , mogą być traktowane jako jeden z możliwych kandydatów na ciemną materię we Wszechświecie. ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle M_ {F}}$${\ Displaystyle 10 ^ {5}}$${\ Displaystyle M_ {GUT}}$${\ Displaystyle M_ {F}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

Specjalny sektor zastosowań związany jest z nowym typem defektów topologicznych – smakowych kosmicznych strun i monopoli – które mogą pojawić się podczas spontanicznego naruszania tych, które mogą być uważane za potencjalnych kandydatów na zimną ciemną materię we Wszechświecie. ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

Streszczenie

Pomimo pewnych postępów w zrozumieniu problemu rodzinnego mieszania smaków, nadal mamy nieprzyjemne wrażenie, że w wielu przypadkach problem wydaje się po prostu przenosić z jednego miejsca na drugie. Osobliwa hierarchia masy kwark-lepton zostaje zastąpiona przez specyficzny zestaw ładunków smakowych lub specyficzną hierarchię poziomych VEV pola Higgsa w przypadku symetrii nieabelowej lub . W rezultacie nie ma tak wielu charakterystycznych i testowalnych ogólnych przewidywań dotyczących słabych kątów mieszania z masami kwarkowo-leptonowymi, które mogłyby wyraźnie odróżnić jeden model symetrii rodziny od drugiego. Faktycznie wiąże się to z faktem, że sektor Yukawy w teorii jest nieco arbitralny w porównaniu z jego sektorem pomiarowym. Właściwie zawsze można ułożyć ładunki smakowe rodzin lub wartości VEV skalarów poziomych w tych modelach w taki sposób, aby uzyskać akceptowalne hierarchiczne macierze mas dla kwarków i względnie gładkie dla leptonów. ${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

W rzeczywistości, jeden z możliwych sposobów na to, by te modele miały własne, specyficzne przewidywania, mógłby się pojawić, gdyby natura faworyzowała przypadek symetrii lokalnej rodziny. Pozwoliłoby to następnie całkowicie wykluczyć przypadek globalnej symetrii rodziny i odpowiednio rozróżnić przypadki nieabelowe i symetrii. Wszystko to jest oczywiście możliwe pod warunkiem, że skala łamania takiej symetrii rodziny nie jest tak duża jak skala GUT czy skala Plancka. W przeciwnym razie wszystkie procesy zmieniające smak wywołane przez wymianę bozonów o poziomej charakterystyce zostaną w ten sposób znikomo stłumione. ${\ Displaystyle U (1) _ {F}}$${\ Displaystyle SU(2)_ {F}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle M_ {F}}$

Może pojawić się inny sposób rozróżniania tych modeli, gdyby zostały one ogólnie uwzględnione w jakimś rozszerzonym GUT. W przeciwieństwie do wielu innych, taka możliwość pojawia się dla symetrii rodziny chiralnej (rozważanej w poprzednim podrozdziale), którą można by włączyć do symetrii zunifikowanej rodziny . Nawet jeśli ta GUT nie zapewniłaby stosunkowo niskiej skali symetrii rodziny, istnienie kilku multipletów bardzo ciężkich fermionów w oryginalnym sektorze materii SU(8) mogłoby pomóc w weryfikacji modelu. Niektóre z nich dzięki naturalnemu mechanizmowi huśtawki mogą dostarczyć fizycznych mas neutrin, które, w przeciwieństwie do konwencjonalnego obrazu, mogą wydawać się zgodne zarówno z bezpośrednią, jak i odwróconą hierarchią rodzinną. Inne mieszają się ze zwykłymi rodzinami kwarkowo-leptonowymi w taki sposób, że może dojść do wyraźnego naruszenia unitarności macierzy CKM . ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\displaystyle SU(8)}$${\displaystyle SU(8)}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle SU (5) \ razy SU (3) _ {F}}$

Warto również zwrócić uwagę na ważny aspekt związany z symetriami rodzin. Faktycznie, istnienie trzech identycznych rodzin kwarkowo-leptonowych może oznaczać, że mogą istnieć naprawdę elementarne fermiony, preony , będące faktycznymi nośnikami wszystkich podstawowych liczb kwantowych Modelu Standardowego i tworzące obserwowane kwarki i leptony na większych odległościach. Ogólnie rzecz biorąc, pewne prawidłowości w replikacji cząstek mogą sygnalizować ich kompozytową strukturę. Rzeczywiście, właśnie prawidłowości w spektroskopii hadronów obserwowane w latach sześćdziesiątych umożliwiły odkrycie składowej struktury kwarkowej hadronów . Jeśli chodzi o kwarki i leptony, wydaje się, że idea ich złożonej struktury może wyróżnić lokalną symetrię rodziny chiralnej spośród innych kandydatów. Mianowicie, model preonu zachodzi w określonych warunkach naturalnych, aby określić lokalną symetrię „metasmaku” jako podstawową wewnętrzną symetrię świata fizycznego na małych odległościach. Będąc dokładnym dla preonów, zostaje następnie rozbity na dużych odległościach do konwencjonalnej  SU(5) GUT z dodatkową lokalną symetrią rodzin i trzema standardowymi rodzinami złożonymi kwarków i leptonów. ${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$${\ Displaystyle SU (8) _ {MF}}$${\ Displaystyle SU (3) _ {F}}$

Bibliografia

Zewnętrzne linki