Pobieranie prezentacji. Proszę czekać

Pobieranie prezentacji. Proszę czekać

Podstawy fizyki cząstek 2011 Krzysztof Fiałkowski, Lidia Görlich.

Podobne prezentacje


Prezentacja na temat: "Podstawy fizyki cząstek 2011 Krzysztof Fiałkowski, Lidia Görlich."— Zapis prezentacji:

1 Podstawy fizyki cząstek 2011 Krzysztof Fiałkowski, Lidia Görlich

2 Plan Historia i podstawowe pojęcia Fenomenologia Metody doświadczalne (LG) Opis lagranżowski oddziaływań, QED Teoria GSW, QCD „Fizyka astrocząstek”; co po SM?

3 Ćwiczenia Kinematyka relatywistyczna Zastosowanie symetrii – izospin Model kwarków, prawa zachowania Równanie Diraca, teoria GSW i QCD

4 Literatura 1. G.Białkowski, R.Sosnowski: Cząstki elementarne (71) (przestarzałe) 2. D.H.Perkins: Wstęp do fizyki wysokich energii (72/82/89/00/04) 3. B.H.Bransden, D.Evans, J.V.Major: Cząstki elementarne (73/78/81) 4. E.Leader, G.Predazzi: Wstęp do teorii oddziaływań kwarków i leptonów (82/87/90) 5. E.Skrzypczak, Z.Szefliński: Wstęp do fizyki jądra atomowego i cząstek elementarnych (95/02) (minimum) Ang.: 1. D. Griffiths: Introduction to Elementary Particle Physics (87) 2. B.R. Martin, G. Shaw: Particle Physics (97) 3. B.R. Martin: Nuclear and Particle Physics (06)

5 Popularne (przykłady) 1. S.Weinberg: Pierwsze trzy minuty (77/80) 2. T.Hofmokl, M. Święcki: Cząstki elementarne (82) 3. F.Close: Kosmiczna cebula (86/88) 4. S.Weinberg: Sen o teorii ostatecznej (92/94) 5. L.Lederman, D.Teresi: Boska cząstka (93/96) 6. A.Strzałkowski: O siłach rządzących światem (96) 7. K.Fiałkowski: Opowieści o neutrinach (98)

6 Prehistoria I i) atomy starożytnych (Demokryt, Lukrecjusz - tylko pojęcie filozoficzne, bez sprawdzalnych następstw), ii) początki – atomy Daltona: wzór pośredniego odkrywania struktury (prawo stosunków stałych w związkach chemicznych  charakterystyczna masa dla atomów każdego pierwiastka); atomy niezmienne, niepodzielne, iii) atomy w termodynamice - Boltzmann, ruchy Browna - Einstein, Smoluchowski

7 Prehistoria cd. Struktura atomu? Becquerel, Curie 2 – radioaktywność ( ,  –naładowane ciężkie i lekkie,  – neutralne). Identyfikacja:  wysokoenergetyczne fotony;  - elektrony (odkrycie - Thomson),  – jądra helu (znacznie później!) Oczywiste pytanie: czy to składniki atomu? Nobel: ‘03 Becquerel, Curie 2, 06 Thomson, 08 (c) Rutherford

8 Prehistoria cd.: Rutherford Rutherford – jądro z rozpraszania cząstek  na folii Au: opis OK przy założeniu (b) prawie całej masy i ładunku +Ze w objętości V << V atomu, Z elektronów o ładunku –e dookoła, a nie (a) równego rozkładu ładunków + i -

9 Prehistoria cd. Świat e, p, n: Soddy – izotopy; Chadwick – neutron: Cząstki  z Po:  9 Be→ 12 C+promieniowanie Joliot-Curie 2 : to promieniowanie wybija protony z parafiny, „efekt Comptona na protonach?” Chadwick: nie , bo m≠0 z bilansu E/p przy zderzeniach; m ≈m p, nazwa: neutron

10 Prehistoria cd. Uwaga: nazwa „neutron” pierwotnie dla cząstki Pauli’ego (o której potem); Fermi: neutrino i neutron Heisenberg (Iwanienko): jądro z protonów i neutronów Już wcześniej Majorana: interpretacja JG przed Chadwickiem, „neutralny proton”, budowa jądra, ale odmowa publikacji Nobel: 21 Soddy, 32 Heisenberg, 35 Chadwick, 35 (c) Joliot-Curie 2,

11 “Prawdziwy” początek fizyki cząstek a) ’30 hipoteza neutrina Pauli’ego, pobudki: i) ciągłe widmo energii elektronów z rozpadu  (n→p+e+?) (w odróżnieniu od liniowych widm  i  ), ii) niezgodność spinu jąder przed- i po rozpadzie z prawem zachowania momentu pędu, idea: extra cząstka neutralna o spinie ½, b. małej masie,

12

13

14 “Prawdziwy” początek fizyki cząstek cd. b) ’32 Anderson „antyelektron” – pozyton e + w o. promieni kosmicznych z Pb (wcześniej ‘27 Skobielcyn, Joliot-Curie 2 ) c) ’37 Anderson – mion  w promieniowaniu kosmicznym (niestabilny, naładowany, masa ≈ 200 m e, czyli 0.1 m p ); Wcześniej ’32 Kunze, ale bez konkluzji! Sugestia, że to pośredniczący w oddziaływaniach nukleonów przewidziany przez Yukawę mezon (m≈ħ/cR, R≈1fm → m≈0.2GeV/c2 ≈0.2m p ), ale  nie oddziałuje „silnie” jak nukleony – „lepton” jak e! Nobel: ’36 Anderson

15 Historia Odkrycia setek niestabilnych cząstek oddziałujących silnie – hadronów: pierwszy „mezon Yukawy” , Powell ’47, Kolejne „dziwne”, żyjące > s, choć o.silnie: K i  (też w promieniowaniu kosmicznym jak  ); potem akceleratorowe, także „rezonanse” z  ≈ s rejestracja neutrina: Reines i Cowan (reaktor), Davis (słoneczne), potem 2 rodzaje: e i  Schwarz et al., trzeci lepton  Perl i (znacznie później) trzecie,

16

17

18 Eksperyment Ledermana, Schwarza, Steinbergera i in,

19 Historia cd. ’64 model kwarków (Gell-Mann i Zweig): hadrony jako układy kwark-antykwark lub 3 kwarków, bezowocne próby odkrycia ’67-71 teoria GSW o. słabych i QCD silnych: standardowy model oddziaływań leptonów i kwarków Nobel:’49 Yukawa, ’50 Powell, ’69 Gell-Mann, ’88 Lederman, Schwarz i Steinberger, ’95 Perl i Reines, ’02 Davis

20 Podstawowe pojęcia Relacja Einsteina: równoważność energii spoczynkowej E s = mc 2 i innych form energii (np. kinetycznej) podstawą opisu procesów rozpadu i produkcji nowych cząstek: A→a 1 +…+a n możliwe gdy m A >m 1 +…+m n, A+B→ a 1 +…+a n możliwe, gdy kwadrat sumy czteropędów (p A +p B ) 2 = (E A +E B ) 2 /c 2 -(p A +p B ) 2 > (m 1 +…+m n ) 2 c 2 Z bilansu możliwe wyznaczanie mas nowych cząstek!

21 Podstawowe pojęcia cd. Relacja nieoznaczoności: badanie struktury poniżej  x możliwe jeśli  p>ħ/  x, a zatem p>ħ/  x. ħ≈0.2GeV·fm/c, więc do badań  x 0.2GeV/c; fizyka subjądrowa = fizyka wysokich energii. Wyjątek: mały zasięg oddziaływań może zapewnić badanie mikrostruktury nawet przy niskich energiach (fizyka neutrin!).

22 Kinematyka, zmienne Dla procesu A+B  n: 3(n+2) składowych pędu, ale 4 relacje z prawa zachowania 4-pędu, 6 parametrów obrotu i „boostów” do wyboru układu, więc tylko 3n-4 zmiennych niezależnych; dla „2-ciałowych” tylko 2, np. E CM i  CM. Wygodne „zmienne niezmiennicze” niezależne od wyboru układu; dla 2-ciałowych (Mandelstam): s = (p A +p B ) 2 = (p 1 +p 2 ) 2 = E CM 2 ; t = (p A -p 1 ) 2 = (p B -p 2 ) 2 = 4p CM 2 sin 2 (  CM /2) (dla równych mas).

23 Kinematyka, zmienne cd. Uogólnienie s, t możliwe, ale już dla n=4 mamy 3n-4=8 zmiennych; przy 10 binach w każdej trzeba >10 9 przypadków dla ich „rozsądnego” wypełnienia. Wyjście: opis inkluzywny (Feynman) - rozkłady w składowych pędu jednej (dwu) cząstek wysumowane po krotności stanu końcowego i wycałkowane po pędach pozostałych cząstek. Zamiast p i lepsze p T i „rapidity” y y=ln((E+p L )/(p T 2 +m 2 ) 1/2 ), gdzie „T” i „L” względem osi zderzenia. Niezmienniczość, niezależność,

24 Podstawowe pojęcia cd. Język opisu: relatywistyczna mechanika kwantowa (powinna być kwantowa teoria pola, ale to wymaga wielu nowych pojęć). Podstawa: równanie Diraca (wyprowadzenie potem) – relatywistyczny odpowiednik równania Schrödingera (’26) dla spinu ½ (’28): Zapis jest jawnie relatywistyczny, choć dowód tego wymaga wiedzy o prawach transformacji  i form utworzonych z  i   (na potem).

25 Równanie Diraca  to macierz kolumnowa,  i i  kwadratowe. Aby iteracja dała r. Kleina-Gordona wynikłe z musi zachodzić Interpretacja: cztery składowe  opisują dwa rzuty spinu elektronu z dodatnią energią i dwa rzuty spinu elektronu z ujemną energią. Te ostatnie odpowiadają antycząstkom elektronu (pozytonom) z dodatnią energią. Zatem równanie Diraca (w odróżnieniu od równania Schrödingera) może opisywać procesy produkcji par e + e - i anihilacji tych par (a także dowolnych innych par cząstka-antycząstka).

26 Symetrie i prawa zachowania Oprócz znanych jak translacje, obroty (zachowanie pędu i momentu pędu) nowe dyskretne np. parzystość gdzie oczywiście P 2 =1, więc P=±1. P działając na stan własny pędu daje To dobra symetria (parzystość zachowana) dla oddziaływań elektromagnetycznych oraz silnych, nie dla słabych.

27 Symetrie cd. Dla stanów własnych momentu pędu, np. daje r→r,  → ,  → , więc Dla wszystkich fermionów, umowa: P=+1 dla e, p etc., -1 dla antycząstek. Inna symetria: ładunkowa Znów C 2 =1, więc C=±1, C takie samo dla a i ā. Przykład: para  +  - z momentem pędu L. bo zamiana cząstek jest równoważna ich zamianie w przestrzeni. Podobnie dla pary fermionów, ale tu Ca=-Cā, a ponadto czynnik spinowy (-1) s+1, więc w sumie

28 Symetrie oddziaływań W oddziaływaniach słabych symetria P złamana! W oddziaływaniach elektromagnetycznych symetrie P, C Zagadka  : mezony K mogą się rozpadać na 2 lub 3  Dalitz: te stany mają przeciwną parzystość! Lee i Yang: zachowanie parzystości w o. słabych trzeba sprawdzić! Doświadczenie pani Wu: rozpad  jąder 60 Co o spinach uporządkowanych polem magnetycznym jest asymetryczny (więc o. słabe łamią symetrię P!). Nb. w o. silnych obie symetrie też zachowane.

29 Symetrie oddziaływań 2 Fitch i Cronin: symetria CP też złamana w rozpadach K! Analiza: skoro dziwność S nie jest zachowana w słabych o., kombinacja stanów K±¯K odpowiada CP=±1. Te stany mają określone czasy życia: jeden rozpada się szybko na , drugi wolno na . To tłumaczy „zagadkę  ”. Ale stan długożyciowy (CP=-1) rozpada się w 0.2% na  ! Zatem o. słabe mogą też zmieniać CP! To wyjaśniono dopiero w modelu kwarków z 3 generacjami: stany o określonej masie to kombinacje stanów d, s, b. Macierz mieszania (Kobayashi i Maskawa) jest zespolona.

30 Oddziaływania i diagramy Feynmana Procesy zapisujemy jako a+b→c+d+…. Spełnienie praw zachowania zachodzi równocześnie w procesach, gdzie cząstki stanu początkowego zamieniamy na antycząstki stanu końcowego, np. proces oznacza, że zachodzi także. Ten pierwszy proces to było rozpraszanie elastyczne, inne – nieelastyczne (bez zmiany liczby cząstek, lub ze zmianą, np. Inne ważne procesy: rozpady a→b+c+…, np. rozpad  neutronu (uwaga: w wielu jądrach niemożliwy przez prawo zachowania energii).

31 Diagramy Feynmana Zapis członów rozwinięcia perturbacyjnego amplitud w elektrodynamice kwantowej (także dla innych oddziaływań). Każdy diagram - określony wzór. Tu tylko jako skrótowy zapis procesu uwzględniający prawa zachowania. Przykłady: Różne typy linii dla fermionów (kwarki, leptony) i bozonów (fotony, gluony itp.). Tu z reguły tylko diagramy najniższego rzędu możliwe dla danego procesu. Linie wewnętrzne - cząstki wirtualne (nie na „powłoce mas”); inny opis to „chwilowe niezachowanie energii”.

32 Zachowanie energii a nieoznaczoność: zasięg oddziaływań wymiennych Takie najprostsze diagramy (zwykle z umową, że czas biegnie od lewej do prawej) opisują „procesy dwuciałowe” A+B→C+D. W pierwszym coś jest wymieniane, w drugim coś się tworzy w stanie pośrednim. W QED każdemu diagramowi odpowiada konkretny wzór. W innych teoriach też, ale niekoniecznie suma dobrze określona.

33 Zachowanie energii a nieoznaczoność: zasięg oddziaływań wymiennych cd. Tu tylko sugestia dominującego wkładu w (nieskończonym) szeregu perturbacyjnym, a nie szczegółowy wzór. Diagramy „wymiany” dominują zwykle przy wysokich energiach, diagramy „tworzenia” tylko dla energii bliskiej energii spoczynkowej obiektu tworzonego w stanie pośrednim. Uwaga: linie niekoniecznie tylko dla cząstek elementarnych i „porządnych” teorii, diagramy dobre i w teoriach „efektywnych”, dla których szereg perturbacyjny nie istnieje, albo nie jest zbieżny!

34 Zachowanie energii a nieoznaczoność: zasięg oddziaływań wymiennych cd. Dla teorii modelu standardowego: QCD (oddziaływania silne) i GSW (elektrosłabe) diagramy mają ścisły sens, jak w QED, ale o tym potem. Tu głównie prawa zachowania! Przy wymianie X przez A spoczywającą przed zderzeniem mamy Dla A→X+A różnicę energii po- i przed zderzeniem daną przez. Zgodnie z relacją nieoznaczoności takie niezachowanie energii jest dozwolone na czas, więc X może zwykle przelecieć dystans. R to zasięg oddziaływania opisanego przez wymianę X.

35 Zachowanie energii a nieoznaczoność: zasięg oddziaływań wymiennych cd. Dla QED wymieniany jest foton o m  =0, więc zasięg jest nieskończony. Jak zobaczymy, dla słabych oddz. masy wymienianych W i Z są rzędu 100 mas protonu, więc R jest rzędu 1 am ( m). Dla silnych oddz. kwarków wymieniany gluon, m g =0, R=∞ jak w QED, ale dla oddz. nukleonów efektywny opis przez wymianę mezonu  o masie rzędu 0.1 mas protonu, R rzędu 1fm.

36 Zasięg cd. Dokładniejszy sens zasięgu dla potencjału: przy masie jednej z cząstek →∞ ruch drugiej jak w zadanym potencjale. W QED r. d’Alemberta, statycznie - Laplace’a, rozwiązanie dla punktowego źródła: Coulomb. Dla wymiany cząstki z m≠0 r. Kleina-Gordona, rozwiązanie statyczne, czyli „potencjał Yukawy”. Zasięg ma sens dla eksponencjalnych potencjałów. g 2 to „stała sprzężenia”. Dla QED g 2 /ħc≈1/137 Ścisły sens dla innych o. później.

37 Amplitudy i przekroje czynne Z mechaniki kwantowej: dla rozpraszania na potencjale V(x) amplituda przejścia cząstki o pędzie q i do stanu o pędzie q f dana wzorem (najniższy rząd rachunku zaburzeń!):. Gdy potencjał zależy tylko od r (np. Yukawy), całkę wykonujemy w zmiennych sferycznych:

38 Amplitudy i przekroje czynne cd. To był typowy wynik nie tylko dla Yukawy: stała sprzężenia razy propagator cząstki wymienianej. W granicy q 2 «m X 2 c 2 to stała:. Tak jest przy niskich energiach dla o. słabych, gdzie f(q 2 )=-G F. Wartość liczbowa tej stałej jest mała w porównaniu z, jeśli m X rzędu m p, czyli o. są „słabe”; w rzeczywistości g 2 podobne, jak w QCD, ale m X >>m p. Wyższe rzędy rachunku zaburzeń małe już dla QED, gdzie rozwinięcie w a≈1/137, dla słabych jeszcze mniejsze. Wystarcza więc zwykle użyć najniższego rzędu, w którym proces jest możliwy.

39 Przekroje czynne Df z prawdopodobieństw, np. częstość reakcji, gdzie J to strumień cząstek, N gęstość tarczy całkowana po grubości, a  r to właśnie przekrój czynny, współczynnik proporcjonalności (o wymiarze powierzchni). Interpretacja geometryczna: taka powierzchnia „tarczki” związanej z każdą cząstką tarczy, że reakcja zachodzi, gdy cząstka wiązki w nią trafi. Całkowite przekroje czynne dla hadronów rzędu dziesiątek mb (10 mb = 1 fm 2 ), dla neutrin wiele rzędów wielkości mniej, stąd „przenikliwość”.

40 Przekroje czynne cd. Rozpraszanie na potencjale: różniczkowy przekrój czynny df przez, łatwo wyrazić przez amplitudę. Dla „wiązki” jednej cząstki na objętość V w której jest jedna cząstka tarczy. Mechanika kwantowa: ; f to amplituda, a  to gęstość stanów:. Zatem. Analogiczne wzory dla reakcji dwuciałowych w układzie CM.

41 Rozpady Opis: szerokość cząstkowa  f, całkowita  =  f =ħ/  to miara niestabilności, też proporcjonalna do kwadratu amplitudy. Nieoznaczoność → rozkład energii W stanów końcowych (wzór Breita-Wignera):. Jeśli w reakcji tworzy się taki niestabilny stan, to. Mierząc doświadczalnie ten rozkład dla różnych f można wyznaczyć także  f dla stanów „niewidocznych” (z bilansu).

42 Klasyfikacja cząstek i model kwarków Elektron, mion i neutrina (i ich antycząstki) - leptony (od greckiego „lekkie”, choć dziś znany i ciężki „taon”). Spin 1/2. Dzisiejsza definicja: elementarne fermiony nieoddziałujące silnie. Mion i taon niestabilne. Od 1947 liczne nowe (po p, n i mezonie  ) cząstki silnie oddziałujące - hadrony: „ciężkie” czyli cięższe od p, n - bariony (spin n+1/2), „średnie” - mezony (spin n, potem też cięższe);

43 Klasyfikacja cząstek i model kwarków cd. Hadrony oprócz p wszystkie niestabilne, rozpady „wolne” przez oddziaływania słabe jak n,  +/-, szybsze ( s) elektromagnetyczne jak  0, b. szybkie ( s) przez silne („rezonanse”). Wzrost ich liczby - sugestia struktury (jak tablica Mendelejewa?). Inna sugestia - niepunktowość Gell-Mann i Zweig - model kwarków „q”: mezony kwark - antykwark, bariony qqq; oryginalnie 3 rodzaje kwarków u,d,s.

44 Klasyfikacja cząstek i model kwarków cd. Cechy kwarków: spin 1/2 (jak leptony), ładunki +2/3e i -1/3e - nieobserwowalne jako swobodne. Definicja kwarków: elementarne fermiony oddziałujące silnie. Dziś po 6 leptonów i kwarków, każdy kwark w 3 stanach („kolorach”), hadrony „neutralne”. Oddziaływanie ładunków kolorowych inne od elektrycznych - wzrost siły z odległością, „uwięzienie”, nieistnienie swobodnych „kolorów”, więc i kwarków; bozony pośredniczące („gluony” g) też uwięzione.

45 Klasyfikacja cząstek i model kwarków cd. Charakterystyka cząstek obserwowalnych: masa m, spin i parzystość J P, czas życia , ładunek Q, inne liczby kwantowe zachowane w różnych oddziaływaniach (na potem). Dla uwięzionych masa tylko w przybliżeniu, czas życia nieokreślony. Leptony, kwarki: J P =1/2 +. Bozony pośredniczące ( , W, Z, g): J P =1 -. Hadrony: J=k+1/2 (bariony), J=k (mezony). Rodzaj cząstekObserwowalneUwięzione ElementarneLeptony, bozony W, Z,  Kwarki, gluony ZłożoneHadrony

46 Tabela leptonów Rodzaj cząstkimasa [MeV/c 2 ] czas życia [s] ładunek [e] Elektron e (15) ∞ Neutrino el. e <10 -5 (10 -8 ?) ∞ 0 Mion  (34) (4)10 -6 Neutrino m.  <0.17 (10 -8 ?) ∞ 0 Taon  (27)2.900(12) Neutrino t.  <18.2 (10 -8 ?) ∞ 0

47 Tabela kwarków Nazwa kwarku Masa [GeV/c2] Ładunek [e]„Zapach” Górny u /3Izospin I 3 =1/2 Dolny d /3Izospin I 3 =-1/2 Dziwny s /3Dziwność S=-1 Powabny c /3Powab C=1 Denny b /3Piękno B=1 Szczytowy t 173.8(5.2) +2/3Prawda T=1 Uwaga: t swobodny, bo czas życia  < s krótszy niż 1 fm/c

48 Tabela bozonów pośredniczących Bozon Masa [GeV/c2] Czas życia [s]Ładunek [e] Foton  0 (< ) ∞ 0 W +/ (10)3.19(9) /-1 Z91.187(7)2.643(7) Gluony g0 (uwięzione) ∞ 0 Uwaga: czasy życia  < s z relacji nieoznaczoności  =ħ/  z szerokości rozpadu:  =2.06(06) GeV dla W, 2.490(7) GeV dla Z.

49 Tabela niektórych mezonów MezonMasa [GeV/c 2 ]Spin [ħ]Ładunek [e]Czas życia [s]   /   (6)   (6)    K +/ /  K0SK0S  K0LK0L  D +/ /  D s. +/ /-1.47  j/  

50 Tabela niektórych barionów BarionMasa [GeV/c 2 ]Spin [ħ]Ładunek [e]Czas życia [s] P ½+1 ∞ (>10 41 ) N ½0887   /2+2,+1,0,   ½  + ½  0 ½0 7.4  - ½ 1.48   ½0 2.9   ½ 1.64   /2.82  cc / 

51 Aktualne tabele cząstek Pełne tablice cząstek publikowane corocznie przez Particle Data Group na zmianę w Physical Review i European Journal of Physics (objętość ok. 700 stron A4), dostępne w skrócie jako zeszyciki i w Internecie pod

52 Struktura hadronów w modelu kwarków - mezony ; ; ;

53 Struktura hadronów w modelu kwarków – mezony cd. ; ; ; ; ; ; ,  ‘=

54 Struktura hadronów w modelu kwarków - bariony Bardziej skomplikowane wzory (spin, izospin, statystyka) więc tylko symbolicznie: Bariony z c, s, b słabiej znane, odkrywane sukcesywnie w ostatnich dekadach stany usc, dsc, ssc, ucc nie budzą już takich sensacji, jak kiedyś  ; nikt nie wątpi w ich istnienie.

55 Krótka systematyka hadronów Reguły: Najlżejsze hadrony: z kwarków u, d, s o najniższych spinach; najdłuższe czasy życia. Wyższe spiny - „wyższe wzbudzenia”; czas życia jak dla silnych o.: 1fm/c ≈ s Kolejne „rodziny” z kwarkami c, b, znów najlżejsze stabilne względem silnych o.

56 Podsumowanie i krótki słownik W fizyce cząstek o. silne (s.), elektromagnetyczne (e.) i słabe (sł.); dwa ostatnie opisywane wspólną teorią; grawitacyjne zaniedbywalne. O.e. i o.s. między kwarkami i gluonami długozasięgowe; o.sł. i o.s między hadronami krótkozasięgowe. Typowe czasy np. rozpadów s. to s; e s, sł. powyżej s (ale dla W, Z, t o wiele rzędów mniej!).

57 Podsumowanie cd. Obiekty fizyki cząstek: obserwowalne bezpośrednio - hadrony, leptony i bozony , W i Z; uwięzione - kwarki i gluony. Hadrony: układy kwarków związane polem silnych oddziaływań (gluonowym), dzielimy na bariony (fermiony) i mezony (bozony). Fermionami (o spinie 1/2) są też kwarki i leptony, a bozonami (o spinie 1) , W, Z i gluony.

58 Podsumowanie cd. Główne źródło informacji o cząstkach i ich oddziaływaniach: procesy rozproszeniowe (po których zwykle następują rozpady cząstek nietrwałych). Opis: prawa zachowania (w tym specyficzne dla fizyki cząstek), kinematyka relatywistyczna, formalizm amplitud rozpraszania i przekrojów czynnych.

59 Słownik niektórych terminów barion - hadron o niezerowej liczby barionowej, fermion bozon - cząstka o całkowitym spinie (w jednostkach ); podlega statystyce Bosego-Einsteina (symetryzacja) fermion - cząstka o połówkowym spinie, podlega statystyce Fermiego-Diraca (antysymetryzacja, zakaz Pauli’ego) gluon - kwant pola o.s., bozon (uwięziony) hadron - cząstka obserwowalna oddziałująca silnie

60 Słownik niektórych terminów cd. kolor - uniwersalnie zachowany ładunek silnych oddziaływań, niezerowy dla kwarków i gluonów, zerowy dla cząstek bezpośrednio obserwowalnych (istniejących jako stany swobodne) kwark - elementarny fermion oddziałujący silnie (uwięziony) lepton - elementarny fermion nieoddziałujący silnie mezon - hadron o zerowej liczbie barionowej, bozon

61 Słownik niektórych terminów cd. parzystości - multiplikatywne liczby kwantowe cząstek zachowane w o.s. i o.e.: przestrzenna P, ładunkowa C, kombinowana CP, G... przekrój czynny - znormalizowane przez strumień zderzających się cząstek prawdopodobieństwo zajścia procesu w jednostce czasu i objętości (o wymiarze powierzchni) rozpraszanie elastyczne - r. z zachowaniem liczby i rodzaju zderzających się cząstek

62 Słownik niektórych terminów cd. spin - wewnętrzny moment pędu cząstki uwięzienie - postulowana cecha s.o. kwarków i gluonów uniemożliwiająca ich istnienie jako cząstek swobodnych zapachy (flavours) - addytywne liczby kwantowe kwarków i hadronów zachowane w o.s. i o.e.: izospin, dziwność (strangeness S), powab (charm C), piękno (beauty B), prawda (truth T). S.o. nie rozróżniają zapachów! Niekiedy także uniwersalnie zachowane l.k.: ładunek elektryczny, liczba barionowa, liczby leptonowe.


Pobierz ppt "Podstawy fizyki cząstek 2011 Krzysztof Fiałkowski, Lidia Görlich."

Podobne prezentacje


Reklamy Google