CADERNO DE APONTAMENTOS SOBRE O INVISÍVEL: BÓSON Z & BÓSON W

Um diagrama de Feynman mostrando a troca de um par de bósons W. Este é um dos principais termos que contribuem para a oscilação neutra de Kaon.

Na física de partículas , os bósons W e Z são bósons vetoriais que juntos são conhecidos como bósons fracos ou mais geralmente como bósons vetoriais intermediários . Essas partículas elementares medeiam a interação fraca ; os respectivos símbolos são

C+
,
C−
, e
Z0
. O
C±
os bósons têm uma carga elétrica positiva ou negativa de 1 carga elementar e são as antipartículas uns dos outros . O
Z0
o bóson é eletricamente neutro e é sua própria antipartícula . Cada uma das três partículas tem um spin de 1. O
C±
os bósons têm um momento magnético, mas o
Z0
não tem nenhum. Todas essas três partículas têm vida muito curta, com uma meia-vida de cerca de3 × 10 ⁻²⁵ s . Sua descoberta experimental foi fundamental para estabelecer o que hoje é chamado de Modelo Padrão da física de partículas .

O
C
bósons são nomeados após a força fraca . O físico Steven Weinberg chamou a partícula adicional de "
Z
partícula", ^[4] e depois deu a explicação de que era a última partícula adicional necessária para o modelo.
C
bósons já haviam sido nomeados, e o
Z
os bósons foram nomeados por terem carga elétrica zero . ^[5]

Os dois
C
os bósons são mediadores verificados da absorção e emissão de neutrinos . Durante esses processos, o
C±
A carga do bóson induz a emissão ou absorção de elétrons ou pósitrons, causando assim a transmutação nuclear .

O
Z
O bóson medeia a transferência de momento, spin e energia quando os neutrinos se espalham elasticamente da matéria (um processo que conserva a carga). Tal comportamento é quase tão comum quanto as interações inelásticas de neutrinos e pode ser observado em câmaras de bolhas após irradiação com feixes de neutrinos. O
Z
bóson não está envolvido na absorção ou emissão de elétrons ou pósitrons. Sempre que um elétron é observado como uma nova partícula livre, movendo-se repentinamente com energia cinética, infere-se que seja o resultado de um neutrino interagindo com o elétron (com a transferência de momento via bóson Z), pois esse comportamento ocorre com mais frequência quando o neutrino feixe está presente. Nesse processo, o neutrino simplesmente atinge o elétron (através da troca de um bóson) e depois se espalha para longe dele, transferindo parte do momento do neutrino para o elétron. ^[a]

Propriedades básicas

Esses bósons estão entre os pesos pesados das partículas elementares. Com massas de80,4 GeV/ c ² e91,2 GeV/ c ² , respectivamente, o
C
e
Z
os bósons são quase 80 vezes mais massivos que o próton – mais pesados, até, do que átomos inteiros de ferro .

Suas altas massas limitam o alcance da interação fraca. A título de contraste, o fóton é o portador da força eletromagnética e tem massa zero, consistente com a gama infinita do eletromagnetismo ; também se espera que o gráviton hipotético tenha massa zero. (Embora também se presuma que os glúons tenham massa zero, o alcance da força da cor é limitado por diferentes razões; veja confinamento de cores .)

Todos os três bósons têm spin de partícula s = 1. A emissão de um $C +$ ou $C -$ o bóson diminui ou aumenta a carga elétrica da partícula emissora em uma unidade e também altera o spin em uma unidade. Ao mesmo tempo, a emissão ou absorção de um
C±
O bóson pode mudar o tipo de partícula – por exemplo, mudar um quark estranho para um quark up . O bóson Z neutro não pode alterar a carga elétrica de nenhuma partícula, nem pode alterar qualquer outra das chamadas " cargas " (como estranheza , número de bárions , charme , etc.). A emissão ou absorção de um
Z0
O bóson só pode mudar o spin, o momento e a energia da outra partícula. (Consulte também Corrente neutra fraca .)

Relações com a força nuclear fraca

O diagrama de Feynman para o decaimento beta de um nêutron em um próton, elétron e antineutrino do elétron por meio de um intermediário
C−
bóson

O $C$ e $Z$ os bósons são partículas transportadoras que medeiam a força nuclear fraca, assim como o fóton é a partícula transportadora da força eletromagnética.

Bósons W

O $C \pm$ os bósons são mais conhecidos por seu papel no decaimento nuclear . Considere, por exemplo, o decaimento beta do cobalto-60 .

60
27companhia
→60
28Ni
⁺ +

e - + ν e

Essa reação não envolve todo o núcleo do cobalto-60 , mas afeta apenas um de seus 33 nêutrons. O nêutron é convertido em um próton ao mesmo tempo em que emite um elétron (chamado de partícula beta neste contexto) e um antineutrino de elétron:

n 0 \to p + + e - + ν e

Novamente, o nêutron não é uma partícula elementar, mas um composto de um quark up e dois quarks down ( $udd$ ). É de fato um dos quarks down que interage no decaimento beta, transformando-se em um quark up para formar um próton ( $uud$ ). No nível mais fundamental, então, a força fraca muda o sabor de um único quark:

d \to você + C -

que é imediatamente seguido pela decadência do $C -$ em si:

C - \to e - + ν e

Bósons Z

O $Z 0 o bóson$ é sua própria antipartícula . Assim, todos os seus números quânticos de sabor e cargas são zero. A troca de um
Z
bóson entre as partículas, chamado de interação de corrente neutra , portanto, deixa as partículas em interação inalteradas, exceto por uma transferência de spin e/ou momento . ^[b] $Z$ as interações de bóson envolvendo neutrinos têm assinaturas distintas: elas fornecem o único mecanismo conhecido para espalhamento elástico de neutrinos na matéria; os neutrinos têm quase a mesma probabilidade de se espalhar elasticamente (através
Z
troca de bósons) como inelasticamente (via troca de bósons W). ^[c] Correntes neutras fracas via $Z$ a troca de bósons foi confirmada logo depois (também em 1973), em um experimento de neutrinos na câmara de bolhas Gargamelle no CERN . ^[8]

Câmara de bolhas Gargamelle

Previsões dos bósons W ⁺ , W ⁻ e Z ⁰

Um diagrama de Feynman mostrando a troca de um par de
C
bósons. Este é um dos principais termos que contribuem para a oscilação neutra de Kaon .

Após o sucesso da eletrodinâmica quântica na década de 1950, foram realizadas tentativas para formular uma teoria semelhante da força nuclear fraca. Isso culminou por volta de 1968 em uma teoria unificada de eletromagnetismo e interações fracas por Sheldon Glashow , Steven Weinberg e Abdus Salam , pela qual compartilharam o Prêmio Nobel de Física de 1979 . ^[9]^[c] Sua teoria eletrofraca postulou não apenas a $C$ bósons necessários para explicar o decaimento beta, mas também uma nova
Z
bóson que nunca havia sido observado.

O fato de o
C
e
Z
os bósons têm massa enquanto os fótons não têm massa foi um grande obstáculo no desenvolvimento da teoria eletrofraca. Essas partículas são descritas com precisão por uma teoria de calibre SU(2) , mas os bósons em uma teoria de calibre devem ser sem massa. Como exemplo, o fóton não tem massa porque o eletromagnetismo é descrito por uma teoria de calibre U(1) . Algum mecanismo é necessário para quebrar a simetria SU(2), dando massa ao $C$ e $Z$ no processo. O mecanismo de Higgs , apresentado pela primeira vez pelos documentos de quebra de simetria PRL de 1964 , cumpre esse papel. Requer a existência de outra partícula, o bóson de Higgs , que já foi encontrado no Grande Colisor de Hádrons . Dos quatro componentes de um bóson de Goldstone criado pelo campo de Higgs, três são absorvidos pelo $C +,$ $Z 0,$ e $C -$ bósons para formar seus componentes longitudinais, e o restante aparece como o bóson de Higgs de spin 0.

A combinação da teoria de calibre SU(2) da interação fraca, da interação eletromagnética e do mecanismo de Higgs é conhecida como modelo Glashow-Weinberg-Salam . Hoje é amplamente aceito como um dos pilares do Modelo Padrão da física de partículas, principalmente devido à descoberta do bóson de Higgs em 2012 pelos experimentos CMS e ATLAS .

O modelo prevê que $C \pm$ e $Z 0$ os bósons têm as seguintes massas:

{\begin{aligned}m_{{\text{W}}^{\pm }}&={\tfrac {1}{2}}vg\\m_{{\text{Z}}^{0}}&={\tfrac {1}{2}}v{\sqrt {g^{2}+{g'}^{2}}}\end{aligned}}

onde $�$ é o acoplamento de calibre SU(2), $�^{'}$ é o acoplamento de calibre U(1), e $�$ é o valor esperado do vácuo de Higgs .

Descoberta

A câmara de bolhas Gargamelle , agora exposta no CERN

Ao contrário do decaimento beta, a observação de interações de correntes neutras que envolvem partículas diferentes de neutrinos requer grandes investimentos em aceleradores e detectores de partículas , como os disponíveis em apenas alguns laboratórios de física de alta energia no mundo (e somente depois de 1983). Isto é porque
Z
os bósons se comportam da mesma maneira que os fótons, mas não se tornam importantes até que a energia da interação seja comparável à massa relativamente grande do
Z
bóson.

A descoberta do $C$ e $Z$ bósons foi considerado um grande sucesso para o CERN. Primeiro, em 1973, veio a observação de interações de corrente neutra conforme previsto pela teoria eletrofraca. A enorme câmara de bolhas do Gargamelle fotografou os rastros de alguns elétrons repentinamente começando a se mover, aparentemente por conta própria. Isso é interpretado como um neutrino interagindo com o elétron pela troca de um $Z$ bóson. O neutrino é indetectável de outra forma, então o único efeito observável é o momento transmitido ao elétron pela interação.

A descoberta do $C$ e $Z$ os próprios bósons tiveram que esperar pela construção de um acelerador de partículas poderoso o suficiente para produzi-los. A primeira dessas máquinas que se tornou disponível foi o Super Proton Synchrotron , onde sinais inequívocos de bósons W foram vistos em janeiro de 1983 durante uma série de experimentos possibilitados por Carlo Rubbia e Simon van der Meer . Os experimentos reais foram chamados de UA1 (liderados por Rubbia) e UA2 (liderados por Pierre Darriulat ), ^[10] e foram o esforço colaborativo de muitas pessoas. Van der Meer foi a força motriz na extremidade do acelerador ( resfriamento estocástico ). UA1 e UA2 encontraram o $Z$ bóson alguns meses depois, em maio de 1983. Rubbia e van der Meer receberam prontamente o Prêmio Nobel de Física de 1984, um passo bastante incomum para a conservadora Fundação Nobel . ^[11]

O $C +, C -,$ e $Z 0$ bósons, juntamente com o fóton ( $γ$ ), compreendem os quatro bósons de calibre da interação eletrofraca .

2022 medição inesperada da massa do bóson W

Antes de 2022, as medições da massa do bóson W pareciam ser consistentes com o Modelo Padrão. Por exemplo, em 2021, medições experimentais da massa do bóson W foram avaliadas para convergir em torno de 80.379 ± 12 MeV. ^[12]

No entanto, em abril de 2022, uma nova análise dos dados obtidos pelo colisor Fermilab Tevatron antes de seu fechamento em 2011 determinou a massa do bóson W em 80.433 ± 9 MeV, sete desvios padrão acima do previsto pelo Modelo Padrão , o que significa que, se o modelo estiver correto ^[13], deve haver apenas um trilionésimo de chance de que uma massa tão grande surja por erro observacional não sistemático . ^[14] De acordo com Ashutosh Kotwal da Duke Universitye o líder do Collider Detector na colaboração do Fermilab, a luminosidade do feixe inferior usada reduziu a chance de que eventos de interesse fossem obscurecidos por outras colisões e que o uso de colisões próton-antipróton simplifica o processo de aniquilação quark-antiquark, que então decaiu para dar um lépton e um neutrino . ^[15] A equipe criptografou deliberadamente seus dados e reteve quaisquer resultados preliminares até que a análise fosse concluída, para evitar que o "viés de confirmação" distorcesse sua interpretação dos dados. ^[16]Kotwal a descreveu como a "maior rachadura nesta bela teoria", especulando que pode ser a "primeira evidência clara" de outras forças ou partículas não explicadas pelo Modelo Padrão, e que podem ser explicadas por teorias como a supersimetria . ^[14] O físico teórico ganhador do Nobel, Frank Wilczek, descreveu o resultado como uma "peça de trabalho monumental". ^[16]

Além de ser inconsistente com o Modelo Padrão, a nova medição também é inconsistente com medições anteriores, como o ATLAS. Isso sugere que tanto as medições antigas quanto as novas, apesar de todas as precauções, apresentam um erro sistemático inesperado, como uma peculiaridade não detectada no equipamento. Experimentos futuros com o LHC podem ajudar a determinar qual conjunto de medições, se for o caso, é o correto. ^[16] O vice-diretor do Fermilab, Joseph Lykken, reiterou que "...a (nova) medição precisa ser confirmada por outro experimento antes que possa ser interpretada completamente." ^[17] Matthias Schott, da Universidade de Mainz, comentou que "não acho que temos que discutir qual nova física poderia explicar a discrepância entre o CDF [Collider Detector no Fermilab] e o Modelo Padrão - primeiro temos que entender por que a medição do CDF está em forte tensão com todas as [outras medições ]". ^[18]

Decadência

O
C
e
Z
os bósons decaem para pares de férmions , mas nem os
C
nem o
Z
os bósons têm energia suficiente para decair no quark top de maior massa . Desprezando os efeitos do espaço de fase e correções de ordem superior, estimativas simples de suas frações de ramificação podem ser calculadas a partir das constantes de acoplamento .

Bósons W

C
os bósons podem decair para um lépton e antilépton (um deles carregado e outro neutro) ^[d] ou para um quark e antiquark de tipos complementares (com cargas elétricas opostas ±+1 ⁄ 3 e ∓+2 ⁄ 3 ). A largura de decaimento _do bóson W para um par quark-antiquark é proporcional ao elemento quadrado correspondente da matriz CKM e ao número de cores de quark , $NC$ = 3 . As larguras de decaimento para o W⁺ bóson são então proporcionais a:

léptons		quarks
$e + ν e$	1	$você d$	3 $\|V_{\text{ud}}\|^{2}$	$você s$	3 $\|V_{\text{us}}\|^{2}$	$você b$	3 $\|V_{\text{ub}}\|^{2}$
$μ + ν μ$	1	$c d$	3 $\|V_{\text{cd}}\|^{2}$	$c s$	3 $\|V_{\text{cs}}\|^{2}$	$c b$	3 $\|V_{\text{cb}}\|^{2}$
$τ + ν τ$	1	A conservação de energia proíbe o decaimento para t .

Aqui, $e +$ , $μ +$ , $τ +$ denotam os três tipos de léptons (mais exatamente, os antiléptons com carga positiva ). $ν e$ , $ν μ$ , $ν τ$ denotam os três sabores de neutrinos. As outras partículas, começando com $você$ e $d$ , todos denotam quarks e antiquarks (o fator _NC $é$ aplicado). Os vários $\,V_{ij}\,$ denotam os correspondentes coeficientes da matriz CKM . ^[e]

A unitaridade da matriz CKM implica que $~|V_{\text{ud}}|^{2}+|V_{\text{us}}|^{2}+|V_{\text{ub}}|^{2}~=~$ $~|V_{\text{cd}}|^{2}+|V_{\text{cs}}|^{2}+|V_{\text{cb}}|^{2}=1~,$ assim, cada uma das duas linhas de quarks soma 3. Portanto, as razões de ramificação leptônica do bóson W são aproximadamente $\,B(\mathrm {e} ^{+}\mathrm {\nu } _{\mathrm {e} })=\,$ $\,B(\mathrm {\mu } ^{+}\mathrm {\nu } _{\mathrm {\mu } })=\,$ $\,B(\mathrm {\tau } ^{+}\mathrm {\nu } _{\mathrm {\tau } })=\,$ 1/9A taxa de ramificação hadrônica é dominada pelo CKM-favorecido
você

d
e
c

s
estados finais. A soma das taxas de ramificação hadrônica foi medida experimentalmente para ser67,60 ± 0,27% , com $\,B(\ell ^{+}\mathrm {\nu } _{\ell })=\,$ 10,80 ± 0,09% . ^[19]

$Z$ ⁰ bóson

$Z$ os bósons decaem em um férmion e sua antipartícula. Enquanto o $Z 0$ bóson é uma mistura da pré- quebra de simetria $C 0$ e $B 0$ bósons (veja ângulo de mistura fraco ), cada fator de vértice inclui um fator $~T_{3}-Q\sin ^{2}\,\theta _{\mathsf {W}}~,$ onde $\,T_{3}\,$ é o terceiro componente do isospin fraco do férmion (a "carga" para a força fraca), $\,Q\,$ é a carga elétrica do férmion (em unidades da carga elementar ), e $\;\theta _{\mathsf {w}}\;$ é o ângulo de mistura fraco . Porque o isospin fraco $(\,T_{3}\,)$ é diferente para férmions de quiralidade diferente , seja canhoto ou destro , o acoplamento também é diferente.

As forças relativas de cada acoplamento podem ser estimadas considerando que as taxas de decaimento incluem o quadrado desses fatores e todos os diagramas possíveis (por exemplo, soma sobre famílias de quarks e contribuições esquerda e direita). Os resultados tabulados abaixo são apenas estimativas, uma vez que incluem apenas diagramas de interação em nível de árvore na teoria de Fermi .

Partículas		isospin fraco $(\,T_{3}\,)$		fator relativo	Taxa de ramificação
Nome	Símbolos	esquerda	certo	fator relativo	Previsto para $x$ = 0,23	Medições experimentais ^[20]
Neutrinos (todos)	$ν e, ν μ, ν τ$	1/2	0 ^[f]	$\,3({\tfrac {1}{2}})^{2}\,$	20,5%	20,00 ± 0,06%
Léptons carregados (todos)	$e -, μ -, τ -$			$\,3(-{\tfrac {1}{2}}+x)^{2}+3x^{2}\,$	10,2%	10,097 ± 0,003%
Elétron	e−	$\,-{\tfrac {1}{2}}+x\,$	$x$	$\,(-{\tfrac {1}{2}}+x)^{2}+x^{2}\,$	3,4%	3,363 ± 0,004%
muon	$μ -$	−1/2+ $x$	$x$	(-1/2+ $x$ ) ² + $x$ ²	3,4%	3,366 ± 0,007%
tau	$τ -$	−1/2+ $x$	$x$	(-1/2+ $x$ ) ² + $x$ ²	3,4%	3,367 ± 0,008%
Hádrons					69,2%	69,91 ± 0,06%
quarks do tipo down	$d, s, b$	−1/2+1/3 $x$	1/3 $x$	3 (-1/2+1/3 $x$ ) ² + 3 (1/3 $x$ ) ²	15,2%	15,6 ± 0,4%
Quarks do tipo up ( * exceto $t$ )	$você, c$	1/2−2/3 $x$	−2/3 $x$	3 (1/2−2/3 $x$ ) ² + 3 (-2/3 $x$ ) ²	11,8%	11,6 ± 0,6%

Para manter a notação compacta, a tabela usa

~x=\sin ^{2}\,\theta _{\text{W}}~.

* O decaimento impossível em um par top quark -antiquark é deixado de fora da tabela. ^[g]

Os subtítulos esquerda e direita denotam a quiralidade ou "lateralidade" dos férmions. ^[f]

Em 2018, a colaboração CMS observou o primeiro decaimento exclusivo do bóson $Z$ para um méson $ψ$ e um par lépton -antilépton. ^[21]

Veja também

Estatísticas de Bose-Einstein – Descrição do comportamento dos bósons
lista de partículas
Formulação matemática do Modelo Padrão – Matemática de um modelo de física de partículas
Carga fraca
Bósons W′ e Z′ – Partículas hipotéticas na física
Bósons X e Y - bósons de calibre massivo carregados no modelo unificado SU(5) Georgi-Glashow mediando o decaimento do próton, preenchendo a representação adjunta de SU(5) juntamente com o glúon, o fóton e os bósons W e Z: análogo par de bósons previsto pela Grande Teoria Unificada
ZZ dibóson

Notas de rodapé

↑ Como os neutrinos não são afetados pela força forte nem pela força eletromagnética , e porque a força gravitacional entre as partículas subatômicas é desprezível, por dedução (tecnicamente, abdução ) , tal interação só pode acontecer através da força fraca. Uma vez que tal elétron não é criado a partir de um núcleon (o núcleo deixado para trás permanece o mesmo de antes) e o elétron que sai permanece inalterado, exceto pelo impulso transmitido pelo neutrino, essa interação de força entre o neutrino e o elétron deve ser mediada por um bóson eletromagneticamente neutro e de força fraca. Assim, uma vez que nenhum outro portador de força neutra interagindo com neutrinos é conhecido, a interação observada deve ter ocorrido pela troca de um
Z0
bóson.
^ No entanto, veja a corrente neutra de mudança de sabor para uma conjectura de que um raro
Z
troca pode causar mudança de sabor.
^Salte para:^a ^b A primeira previsão de
Z
bósons foi feita pelo físico brasileiro José Leite Lopes em 1958, ^[6] ao elaborar uma equação que mostrava a analogia das interações nucleares fracas com o eletromagnetismo. Steve Weinberg, Sheldon Glashow e Abdus Salam mais tarde usaram esses resultados para desenvolver a unificação eletrofraca, ^[7] em 1973.
^ Especificamente:

C−
→ lépton carregado + antineutrino

C+
→ antilépton carregado + neutrino
^ Cada entrada na coluna leptônica também pode ser escrita como três decaimentos, por exemplo, para a primeira linha, como $\,\mathrm {e} ^{+}\,\mathrm {\nu } _{1}\,,$ $\,\mathrm {e} ^{+}\,\mathrm {\nu } _{2}\,,$ $\,\mathrm {e} ^{+}\,\mathrm {\nu } _{3}\,,$ para cada autoestado de massa de neutrino, com larguras de decaimento proporcionais a $\,|U_{\text{e1}}|^{2}\,,$ $\,|U_{\text{e2}}|^{2}\,,$ $\,|U_{\text{e3}}|^{2}\,$ ( elementos da matriz PMNS ), mas os experimentos atuais que medem os decaimentos não podem discriminar entre autoestados de massa de neutrinos: eles medem a largura total de decaimento da soma de todos os três processos.
^Salte para:^a ^b No Modelo Padrão, não existem neutrinos destros (e antineutrinos de canhotos); no entanto, algumas extensões além do Modelo Padrão permitem. Se existirem, todos eles têmisospin $T$ ₃ = 0 e carga elétrica $Q$ = 0, e comcarga de cortambém zero. As cargas totalmente nulas os tornam"estéreis", ou seja, incapazes de interagir tanto pelas forças fracas quanto pelas elétricas, e também não pelas interações de força forte.
^ A massa do $t$ quark mais um $t$ é maior que a massa do $Z$ bóson, por isso não tem energia suficiente para decair em um $t t$ par de quarks.

Referências

^Salte para:^a ^b Tanabashi, M.; e outros (Grupo de Dados de Partículas) (2018). "Revisão da Física de Partículas". Revisão Física D. 98(3): 030001.Bibcode:2018PhRvD..98c0001T. doi: 10.1103/PhysRevD.98.030001 .
^ Aaltonen, T.; e outros (Colaboração CDF) (7 de abril de 2022). "Medição de alta precisão da massa do bóson W com o detector CDF II" . Ciência . 376 (6589): 170–176. Código Bib : 2022Sci...376..170C . doi : 10.1126/science.abk1781 . PMID 35389814 .
^Salte para:^a ^b M. Tanabashi et al. (Grupo de Dados de Partículas) (2018). "Revisão da Física de Partículas". Revisão Física D. 98(3): 030001.Bibcode:2018PhRvD..98c0001T. doi: 10.1103/PhysRevD.98.030001 .
^ Weinberg, S. (1967). "Um modelo de Leptons" (PDF) . Cartas de Revisão Física . 19 (21): 1264–1266. Código Bib : 1967PhRvL..19.1264W . doi : 10.1103/physrevlett.19.1264 . ^{[ link morto permanente ]} — O papel da unificação eletrofraca.
^ Weinberg, Steven (1993). Sonhos de uma teoria final: a busca pelas leis fundamentais da natureza . Imprensa Vintage. pág. 94 . ISBN 978-0-09-922391-7.
↑ Lopes, J. Leite (Setembro 1999). "Quarenta anos da primeira tentativa de unificação eletrofraca e da previsão do bóson neutro fraco" . Revista Brasileira de Física . 29 (3): 574–578. Código Bib : 1999BrJPh..29..574L . doi : 10.1590/S0103-97331999000300024 . ISSN 0103-9733 .
^ "O Prêmio Nobel de Física" . Fundação Nobel . 1979. Arquivado do original em 3 de agosto de 2004 . Consultado em 10 de setembro de 2008 .
^ "A descoberta das correntes neutras fracas" . Correio do CERN. 3 de outubro de 2004. Arquivado do original em 2017-03-07 . Recuperado 2017-03-06 .
^ "Prêmio Nobel de Física" . Fundação Nobel. 1979. Arquivado do original em 2004-08-03 . Recuperado 2004-02-20 . (ver também Prêmio Nobel de Física na Wikipedia)
^ "A coleção UA2 Collaboration" . Arquivado do original em 2013-06-04 . Recuperado 2009-06-22 .
^ "Prêmio Nobel de Física" (comunicado de imprensa). Fundação Nobel. 1984. Arquivado do original em 2004-08-03 . Recuperado 2004-02-20 .
^ PA Zyla e outros. (Grupo de Dados de Partículas), Prog. Teor. Exp. Física 2020, 083C01 (2021) e atualização de 2021. https://pdg.lbl.gov/2021/reviews/rpp2021-rev-w-mass.pdf
^ Borenstein, Seth, Partícula chave pesa um pouco pesado, confundindo físicos , Associated Press (AP), 7 de abril de 2022
^Salte para:^a ^b Weule, Genelle (8 de abril de 2022). "Modelo padrão da física desafiado pela medição mais precisa da partícula do bóson W até agora". Australian Broadcasting Corporation. Acesso em 9 de abril de 2022.
^ Wogan, Tim (8 de abril de 2022). "A medição da massa do bóson W surpreende os físicos" . Mundo da Física . Acesso em 9 de abril de 2022 .
^Salte para:^a ^b ^c Wood, Charlie (7 de abril de 2022). "Partícula recém-medida parece pesada o suficiente para quebrar a física conhecida". Revista Quanta . Acesso em 9 de abril de 2022.
^ Marc, Tracy (7 de abril de 2022). "A colaboração CDF no Fermilab anuncia a medição mais precisa de todos os tempos da massa do bóson W em tensão com o Modelo Padrão" . Fermilab . Acesso em 8 de abril de 2022 .
^ Schott, Matthias (2022-04-07). "Finalmente encontramos uma nova física com a mais recente medição de massa do bóson W?" . Física, Vida e todo o resto . Recuperado 2022-04-09 .
^ Beringer, J.; e outros ( Grupo de Dados de Partículas ) (2012). "Bosons Gauge e Higgs" (PDF) . Revisão Física D . 2012 Revisão da Física de Partículas. 86 (1): 1. Bibcode : 2012PhRvD..86a0001B . doi : 10.1103/PhysRevD.86.010001 . Arquivado (PDF) do original em 2017-02-20 . Recuperado 2013-10-21 .
^ Amsler, C.; e outros (Grupo de Dados de Partículas) (2010). "PL B667, 1 (2008) e atualização parcial de 2009 para a edição de 2010" (PDF) . Arquivado (PDF) do original em 2011-06-05 . Recuperado 2010-05-19 .
^ Sirunyan, AM; e outros (Colaboração CMS) (2018). "Observação do decaimento $Z \to ψ ℓ+ ℓ-$ em colisões $pp$ em √ s = 13 TeV" . Cartas de Revisão Física . 121 (14): 141801. arXiv : 1806.04213 . doi : 10.1103/PhysRevLett.121.141801 . PMID 30339440 . S2CID 118950363

Wikipédia, informa

CADERNO DE APONTAMENTOS SOBRE O INVISÍVEL

23_03

BÓSON Z & BÓSON W

Propriedades básicas

Relações com a força nuclear fraca

Bósons W

Bósons Z

Previsões dos bósons W ⁺ , W ⁻ e Z ⁰

Descoberta

2022 medição inesperada da massa do bóson W

Decadência

Bósons W

$Z$ ⁰ bóson

Veja também

Notas de rodapé

Referências

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23_03

BÓSON Z & BÓSON W

Propriedades básicas

Relações com a força nuclear fraca

Bósons W

Bósons Z

Previsões dos bósons W + , W − e Z 0

Descoberta

2022 medição inesperada da massa do bóson W

Decadência

Bósons W

Z 0 bóson

Veja também

Notas de rodapé

Referências

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Previsões dos bósons W ⁺ , W ⁻ e Z ⁰

$Z$ ⁰ bóson