Akcja Stueckelberga - Stueckelberg action

W teorii pola The Action Stueckelberg (nazwane Ernst Stueckelberg ) opisuje masową spin-1 dziedzinie jak R (z liczbami rzeczywistymi, to Algebra Lie z U (1) ) Yang Mills teorii sprzężony z rzeczywistym skalarnego pola cp. Ten skalarne pole przyjmuje wartości w rzeczywistym 1D afinicznej reprezentacji z R o m co siła sprzężenia .

${\ Displaystyle {\ mathcal {L}} = - {\ Frac {1} {4}} (\ częściowe ^ {\ mu} A ^ {\ nu} - \ częściowe ^ {\ nu} A ^ {\ mu} ) (\ częściowe _ {\ mu} A _ {\ nu} - \ częściowe _ {\ nu} A _ {\ mu}) + {\ frac {1} {2}} (\ częściowe ^ {\ mu} \ varphi + mA ^ {\ mu}) (\ częściowe _ {\ mu} \ varphi + mA _ {\ mu})}$

Jest to szczególny przypadek mechanizmu Higgsa , w którym w efekcie λ, a tym samym masa wzbudzenia skalarnego Higgsa została doprowadzona do nieskończoności, więc Higgs odłączył się i można go zignorować, co skutkuje nieliniową, afiniczną reprezentacją pole zamiast liniowej reprezentacji - we współczesnej terminologii nieliniowy model σ U (1) .

Ustalenie wskaźnika φ = 0, daje działanie Proca .

To wyjaśnia, dlaczego, w przeciwieństwie do nieabelowych pól wektorowych, elektrodynamika kwantowa z masywnym fotonem jest w rzeczywistości renormalizowalna , mimo że nie jest oczywiście niezmiennikiem grubości (po wyeliminowaniu skalara Stückelberga w działaniu Procy).

Rozszerzenie Stueckelberga Modelu Standardowego

Rozszerzenie Stueckelberga modelu standardowego ( StSM) składa się z niezmiennego terminu kinetycznego dla masywnego pola cechowania U (1) . Termin taki można wprowadzić do Lagrangianu Modelu Standardowego bez niszczenia renormalizowalności teorii, a ponadto zapewnia mechanizm generowania masy, który różni się od mechanizmu Higgsa w kontekście teorii cechowania abelowego .

Model obejmuje nietrywialne mieszanie sektorów Stueckelberga i Modelu Standardowego poprzez włączenie dodatkowego terminu do efektywnego Lagrangianu Modelu Standardowego podanego przez

${\ Displaystyle {\ mathcal {L}} _ {\ rm {St}} = - {\ Frac {1} {4}} C _ {\ mu \ nu} C ^ {\ mu \ nu} + g_ {X} C _ {\ mu} {\ mathcal {J}} _ {X} ^ {\ mu} - {\ frac {1} {2}} \ left (\ częściowe _ {\ mu} \ sigma + M_ {1} C_ {\ mu} + M_ {2} B _ {\ mu} \ right) ^ {2}.}$

Pierwszy termin powyżej to natężenie pola Stueckelberga i są topologicznymi parametrami masy i jest aksjonem. Po zerwaniu symetrii w elektrosłabym sektorze foton pozostaje bezmasowy. Model przewiduje nowy typ nazwanego bozonu miernika, który dziedziczy bardzo wyraźną wąską szerokość rozpadu w tym modelu. Sektor StSM oddziela się od limitu SM . ${\ displaystyle M_ {1}}$${\ displaystyle M_ {2}}$${\ displaystyle \ sigma}$${\ displaystyle Z '_ {\ rm {St}}}$${\ Displaystyle M_ {2} / M_ {1} \ do 0}$

Sprzężenia typu Stueckelberga pojawiają się całkiem naturalnie w teoriach dotyczących zwartości teorii strun o wyższych wymiarach , w szczególności te sprzężenia pojawiają się w redukcji wymiarowej dziesięciowymiarowej supergrawitacji N = 1 sprzężonej z supersymetrycznymi polami cechowania Yanga-Millsa w obecności wskaźnika wewnętrznego topniki. W kontekście budowania przecinających się modeli D-brane, iloczyn grup cechowania U (N) są rozbijane na ich podgrupy SU (N) poprzez sprzężenia Stueckelberga, a zatem pola cechowania abelowego stają się masowe. Dalej, w dużo prostszy sposób, można rozważyć model z tylko jednym dodatkowym wymiarem (typ modelu Kaluzy-Kleina ) i ująć w teorię czterowymiarową. Powstały lagrangian będzie zawierał masywne bozony miernika wektorowego, które uzyskują masy za pośrednictwem mechanizmu Stueckelberga.

Zobacz też

• Mechanizm Higgsa # Mechanizm Affine Higgsa

Bibliografia

• Edytowane pliki PDF kursu fizyki profesora Stueckelberga, ogólnodostępne, z komentarzem i kompletnymi dokumentami biograficznymi.
• Recenzja: Stueckelberg Rozszerzenie modelu standardowego i MSSM
• Boris Kors, Pran Nath: [1] , [2] , [3]
• Daniel Feldman, Zuowei Liu, Pran Nath: [4] , [5]