ENSEÑANZA REVISTA MEXICANA DE FÍSICA 48 (2) 155–181 ABRIL 2002 Introducción al modelo estándar en el background field method electrodebil Luis G. Cabral-Rosetti Instituto de Ciencias Nucleares Departamento de Fı́sica de Altas Energı́as Universidad Nacional Autónoma de México, (ICN-UNAM) Circuito Exterior, C.U., Apartado Postal 70-543, 94510 México, D.F., México luis@nuclecu.unam.mx Recibido el 28 de mayo de 2001; aceptado el 17 de agosto de 2001 En este trabajo docente, revisamos la formulación del modelo estándar (ME) electrodebil SU (2)L ⊗ U (1)Y en el contexto del Background Field Method (BFM). Primeramente, analizamos con cierto detalle las diferentes partes del lagrangiano del ME. A continuación, llevamos a cabo la cuantización canónica del ME, vı́a integral de caminos. De la misma forma, cuantizamos el ME en el esquema del BFM y analizamos sus ventajas. Listamos algunas de las identidades de Ward que surgen del BFM electrodebil. Como ejemplo calculamos la carga y el momento magnético del neutrino y probamos la tranversalidad de la autoenergı́a γB ZB a un lazo por cálculo directo. Finalmente, listamos las reglas de Feynman del BFM electrodebil en la norma de ’t Hooft-Feynman (ξQ = 1). Descriptores: Modelo estándar; background field method; background field method electrodebil; interacciones electrodebiles. In this educational work, we review the formulation of the Standard Model (SM) SU (2)L ⊗U (1)Y in the context of electroweak Background Field Method (BFM). Firstly, we analyze the different parts of the Lagrangian of the SM with certain detail. Secondly, we make the canonical quantization of SM, via path integral. In the same way, we quantize the SM in the BFM framework and we analyze its advantages. We list some Ward identities from electroweak BFM. For example, we calculate the electric charge and the magnetic moment of the neutrino and we show the transversality of the self-energy γB − ZB at one-loop by direct calculation. Finally, we list the Feynman rules of the electroweak BFM in the ’t Hooft-Feynman gauge (ξQ = 1). Keywords: Standar model; background field method; electroweak background field method; electroweak interactions. PACS: 11.15.-q; 11.15.-m,; 12.38.-t; 12.38.Ex 1. Generalidades del modelo estándar El modelo estándar (ME) de las interacciones electrodebiles fue propuesto por S. L. Glashow [1] y A. Salam [2], S. Weinberg [3] para leptones y posteriormente extendido para grados de libertad hadrónicos mediante el llamado mecanismo GIM [4]. Dicho modelo es hoy por hoy la mejor formulación que unifica las interaciones electromagnéticas y débiles; es teóricamente consistente y se encuentra en acuerdo con todos los datos experimentales que involucran fenómenos de origen electrodebil. Para energı́as que son pequeñas comparadas con la escala electrodebil, dicha teorı́a reproduce la electrodinámica cuántica (QED), ası́ como el modelo de Fermi, los cuales dan una buena descripción de las interaciones débiles y electromagnéticas a bajas energı́as. Dicho modelo es mı́nimo en el sentido de que contiene el número más pequeño de grados de libertad necesarios para describir correctamente todos los experimentos conocidos. El ME es una teorı́a de norma no abeliana basada en el grupo semisimple SU (2)L ⊗ U (1)Y y es bien conocido por los hechos experimentales que tres de los cuatro bosones de norma son masivos (W + , W − y Z). Esto es implementado mediante el mecanismo de Higgs–Kibble [5]. De cuerdo con ello, se introduce un campo escalar Φ, cuyo valor esperado en el vacı́o es diferente de cero y, por ello, el grupo de norma de simetrı́a SU (2)L ⊗ U (1)Y es roto espontáneamente. De esta manera la invariancia bajo el subgrupo electromagnético U (1)em es preservada, haciendo con ello que el bosón de nor- ma asociado a este subgrupo permanezca sin masa y que podamos identificarlo con el fotón (γ), esquemáticamente <Φ>6=0 SU (2)L ⊗ U (1)Y −→ U (1)em . El ME es quiral, ya que los fermiones levógiros y dextrógiros se transforman de acuerdo con diferentes representaciones del grupo de norma, consecuentemente las masas de los fermiones están prohibidas en esta teorı́a simétrica. Ellas deberán de ser generadas a través del rompimiento espontáneo de la simetrı́a vı́a los acoplamientos de Yukawa. La diagonalización de las masas de los fermiones introduce la matriz de mezcla Vij de Cabbibo-Kobayashi-Maskawa en el sector de quarks [6], la cual puede dar origen a la violación de CP. En esta teorı́a, los fermiones aparecen en generaciones y su número no es fijado por el modelo; sin embargo, del experimento sabemos que deberán de ser exactamente tres con sus correspondientes neutrinos. El ME es una teorı́a cuántica de campos consistente, renormalizable y libre de anomalı́as lo cual fue probado por G. ’t Hooft [7, 8]. Por lo tanto, dado un conjuto finito de parámetros de entrada (inputs), dicho modelo nos permite calcular únicamente correcciones cuánticas y las cantidades medibles pueden ser predichas orden a orden en teorı́a de perturbaciones. El presente trabajo de introducción al BFM electrodebil está organizado como sigue: en la Sec. 2 construimos el lagrangiano clásico del modelo estándar (ME), analizando con 156 LUIS G. CABRAL-ROSETTI detalle cada una de sus partes. En la Sec. 3, llevamos a cabo el programa de cuantización del ME vı́a integral de caminos, y obtenemos los propagadores de los bosones vectoriales para diferentes elecciones del parámetro de norma. En la Sec. 4 hacemos la cuantización del ME en el esquema del background field method, basándonos para ello en la Ref. 9. En la Sec. 5, listamos algunas identidades de Ward del BFM electrodebil. En la Sec. 6 aplicamos el BFM electrodebil al cálculo de la carga y el momento magnético del neutrino en la norma de ’t Hooft-Feynman (ξQ = 1). De igual manera, calculamos la parte transversa de la autoenergı́a γB − ZB y mostramos que cuando q 2 = 0 dichaPautoenergı́a es cero, γ Z en acuerdo con la identidad de Ward TB B (0) = 0 de la teorı́a. En la Sec. 7 damos nuestras conclusiones y, finalmente, en el Apéndice A listamos todas las reglas de Feynman del BFM electrodebil por completes. en donde por conveniencia hemos puesto un acento circunflejo a los campos clásicos. Debido a que el grupo de norma no es simple, existen dos constantes de acoplamiento; el acoplamiento del grupo de norma SU (2)L es g2 , y el acoplamiento para el grupo de norma U (1)Y es g1 . La derivada covariante está dada por b µ = ∂µ − i g2 I a W cµa + i g1 1 YW B bµ . D W 2 (2.5) El operador de carga eléctrica Q está compuesto por la 3 tercera componente del generador de isoespı́n débil IW y la hipercarga débil YW , de acuerdo con la relación de Gellmann–Nishijima: 1.. El lagrangiano clásico del modelo estándar 3 Q = IW + El lagrangiano clásico LC del ME , se encuentra compuesto de tres partes; una de ellas es la parte de Yang-Mills, otra de Higgs y la última de fermiones: 1 YW . 2 (2.6) 1.2.. El sector de Higgs LC = LY M + LH + LF , (2.1) cada una de ellas es separadamente invariante de norma, las cuales especificaremos a continuación. El sector mı́nimo de Higgs consiste en un único campo b escalar complejo Φ(x), doblete bajo SU (2)L , con hipercarga débil YW = 1: 1.1.. El sector de Yang-Mills Esta parte de Yang–Mills es también conocida como la parte de norma del lagrangiano clásico, en donde los campos de norma son cuatro campos vectoriales que se transforman de acuerdo con la representación adjunta del grupo de norma semisimple SU (2)L ⊗ U (1)Y . El isotriplete de los campos de a d norma W µ , a = 1, 2, 3 está asociado con los generadores a bµ IW del grupo de isoespı́n débil SU (2)L y el isosinglete B con la hipercarga débil YW del grupo U (1)Y , cuya álgebra de Lie se expresa como a b a [IW , IW ] = i ²abc IW , (2.2) a [IW , YW ] = 0, (2.3) en donde ²abc es la constante de estructura totalmente antisimétrica del grupo SU (2). El lagrangiano de los campos de norma es 1 ba baµν 1 b b µν F F − B µν B 4 µν 4 1 cνa − ∂ν W cµa + g2 ²abc W cµb W cνc )2 = − (∂µ W 4 1 bν − ∂ν B bµ )2 , (2.4) − (∂µ B 4 LY M = − + φb (x) . Φ(x) = ◦ b φ (x) (2.7) Éste está acoplado a los campos de norma vı́a la derivada covariante (2.5) y tiene autointeracción, resultando con ello el lagrangiano b † )(D b − V (Φ). b b µΦ b µ Φ) LH = (D (2.8) El potencial de Higgs es b = V (Φ) λ ³ b † b ´2 b † Φ, b Φ Φ − µ2 Φ 4 (2.9) el cual está construido de tal manera que da origen a la rotura espontánea de la simetrı́a. Esto significa que los parámetros b tenga un λ y µ son elegidos para que el potencial V (Φ) mı́nimo para un campo de Higgs ­ ® no nulo, es decir, el valor de expectación en el vacı́o Φ del campo de Higgs no es cero. Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 157 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL 1.3.. El sector fermiónico 1.4.. Parámetros y Campos fı́sicos Los fermiones levógiros de cada generación de leptones b y de quarks (Q) b están agrupados en dobletes de SU (2)L (L) (eliminamos el ı́ndice de color): La teorı́a es construida de tal manera que el estado fundamental de los campos escalares satisfaga la relación L νbk b L = ω− L bk = , L k b lkL b L = ω− Q bk = Q k u bLk dbLk ¯­ ¯ ¯ ®¯2 v2 ¯ ¯ ¯ ¯ 6= 0, ¯ 0Φ0 ¯ = 2 , (2.10) (2.13) donde v es el mı́nimo del potencial de Higgs, es decir, y los fermiones dextrógiros en singletes: b lkR = ω+b lk , u bR bk , k = ω+ u b dbR k = ω+ d k , v2 = (2.11) donde ω± = 1/2(1 ± γ5 ) es el proyector de helicidad para los campos dextrógiros y levógiros, respectivamente, k es el ı́ndice de generación y νb, b l, u b y db denotan los neutrinos, los leptones cargados, los quarks tipo up y quarks tipo down, respectivamente. La hipercarga débil de los multipletes dextrógiros y levógiros es elegida de tal manera que la carga eléctrica conocida de los fermiones sea reproducida por la relación de Gell-Mann–Nishijima (2.6). No existen los neutrinos dextrógiros en el ME mı́nimo, los cuales podrı́an ser añadidos fácilmente dándoles el privilegio de tener masa [ver los acoplamientos en el Apéndice, Ec.(A.26-A.27)]. Dicha masa no ha sido observada experimentalmente hasta ahora [10], aunque los últimos experimentos de las colaboraciones Superkamiokande y SNO, sugieran que es posible que exista [12]. La parte fermiónica del lagrangiano (en este trabajo no tomaremos en cuenta la mezcla entre los quarks) quedará entonces como LF = X à ! bL i D bL i D bL + Q bL L 6b L 6b Q k k k k k à ! X bR R R b bk i D + lk i D 6b b lkR + u 6b u bR 6 b dbR k + dk i D k k (2.14) a bajos órdenes. En teorı́a de perturbaciones tenemos que hacer una expansión alrededor del estado fundamental. La fase es elegida de tal manera que la invariancia de norma del campo electromagnético U (1)em sea preservada y el campo de Higgs se escribirá como b Φ(x) = φb+ (x) √1 (v 2 b + H(x) +iχ b(x)) , (2.15) b χ en donde las componentes H, b y φb+ toman valor de expec+ b− b tación cero. Los campos φ , φ y χ b son grados de libertad no fı́sicos, los cuales pueden ser eliminados mediante una transformación de norma “conveniente”. La norma en que dichos campos están ausentes es la llamada norma unitaria. El camb es el campo de Higgs fı́sico. po H Insertando (2.15) dentro del lagrangiano clásico (2.1) LC , el valor esperado del vacı́o v, introduce acoplamientos con dimensiones de masa y, por ende, términos de masa tanto para los bosones de norma como para los fermiones. La fı́sica de los bosones de norma y de los campos fermiónicos es obtenida por diagonalización de la correspondiente matrı́z de masa à ! X bL L L b b l bR b u Rb d bR b e − Lk Gk lk Φ+Qk Gk u bk Φ+Qk Gk dk Φ+h. c. . (2.12) ´ ³ c ± = √1 W cµ1 ∓ i W cµ2 ; W µ 2 3 cµ Zbµ cW sW W = , bµ bµ − sW cW A B k Notemos que en la derivada covariante D 6 = γ µ Dµ , el término que relaciona a g2 actuando sobre fermiones dextrógiros está ausente, ya que ellos son singletes de SU (2)L . Los campos fermiónicos son por definición autoestados de la interacción de norma electrodebil, es decir, las derivadas covariantes son diagonales en esta base con respecto al ı́ndice de generación. Glk , Guk y Gdk son matrices de los acoplamien¢ ¡ b e = φb0∗ , −φb− T es el conjugado tos de Yukawa [14], Φ ¡ ¢∗ de carga del campo de Higgs y φb− = φb+ . La simetrı́a SU (2)L ⊗ U (1)Y prohibe explı́citamente términos de masa para los fermiones. Las masas de los fermiones son generadas a través de los acoplamientos de Yukawa vı́a rotura espontánea de la simetrı́a. 4µ2 , λ (2.16) donde g2 cW = cos θW = √ 2 ; g1 + g22 p sW = sen θW = 1 − cW2 (2.17) y θW es el ángulo de mezcla débil. Las masas de los campos fı́sicos están dadas por Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 158 LUIS G. CABRAL-ROSETTI 1 1 p MW = g2 v ; MZ = v g12 + g22 , 2 2 √ v Gf Mγ = 0 ; MH = 2 µ ; mf = √ 2 (2.18) donde f denota a ν, l, u o d. La diagonalización de la matriz de masa en los quarks, se lleva a cabo mediante la llamada matriz de mezcla de Cabbibo-Kobayashi-Maskava (CKM), la cual no será considerada en este trabajo. El lector interesado en este sector del ME puede consultar, por ejemplo, la Ref. 14. Los neutrinos permanecen sin masa, ya que debido a la ausencia de neutrinos dextrógiros se prohiben los correspondientes acoplamientos de Yukawa que generarı́an sus “posibles” masas. Con la relación (2.18) hallamos para el ángulo de mezcla débil cW = MW MZ , sW2 = 1 − 2 MW . MZ2 (2.19) Identificando el acoplamiento del campo √ del fotón Aµ con el electrón e como la carga eléctrica (e = 4 π α) obtenemos g1 g2 e= √ 2 g1 + g22 (2.20) ³ ´ cµ± δ θbA − cW δ θbZ cµ± = ∂µ δ θb± ∓ ieW δW sW ³ ´ bµ − cW Z bµ δ θb± , ±ie A sW ³ ´ c W − b+ c + δ θb− − W c δ Zbµ = ∂µ δ θbZ − ie W , δ θ µ µ sW ´ ³ bµ = ∂µ δ θbA + ie W cµ+ δ θb− − W cµ− δ θb+ , δA ´ ie ³ b H + v ± ib χ δ θb± 2sW à ! 2 2 − s c W ∓ieφb± δ θbA − W δ θbZ , 2cW sW ³ ´ e b = ie φb+ δ θb− − φb− δ θb+ + δH χ bδ θbZ , 2sW 2cW sW e ³ b+ b− b− b+ ´ δχ b= φ δθ + φ δθ 2sW ´ e ³b − H + v δ θbZ . (2.24) 2cW sW δ φb± = ± Y las correspondientes transformaciones para los campos fermiónicos serán ie bL b+ δ fbuL = √ fd θ 2sW " à −ie Qf u δ θb − A o bien e = g1 cW = sW g2 . (2.21) Las relaciones (2.18) y (2.21) nos permiten reemplazar en el lagrangiano clásico LC el conjunto original de parámetros g1 , g2 , λ, µ2 , Gf , por un conjunto de parámetros con interpretación fı́sica directa, es decir, la carga eléctrica e y las masas, tanto de los bosones vectoriales MW y MZ , como del Higgs fı́sico MH y los fermiones mf . El lagrangiano especificado arriba es invariante bajo las transformaciones locales del grupo norma SU (2)L ⊗ U (1)Y : " U = exp i g2 I a W # i θa (x) − g1 YW θY (x) , 2 , α = {a, YW } . 1 sW + Qf d d 2cW sW cW à ! sW bZ bR δ fbR = −ieQf δ θbA + δθ f , cW ! # δ θb Z fbuL , ! # Z b δ θ fbdL , (2.25) donde fbuL denota a todos los dobletes de quaks tipo up y neutrinos levógiros de la Ec. (2.10), fbdL denota sus compañeros de isoespı́n, es decir los quarks tipo down y leptones levógiros, y fbR representa los singletes dextrógiros de la Ec. (2.11). (2.22) 2.. Cuantización en el formalismo convencional a saber, δLC =0 δθa (x) ie bL b− δ fbdL = √ fu θ 2sW " à A b −ie Qf δ θ + 1 sW − Qf u 2cW sW cW (2.23) En términos de campos fı́sicos las transformaciones infinitesimales de norma, tanto de los bosones vectoriales, como de los campos escalares serán [13]: Las teorı́as de norma como el modelo estándar (ME), que nacen del paradigma de la invariancia de norma, representan sistemas constreñidos en lo que a sus variables dinámicas se refiere, es decir, existen variables tales como φ+ , φ− , χ, que no representan verdaderos grados de libertad dinámicos. En otras palabras, son grados de libertad no fı́sicos. Sin embargo, aparecen como campos propagándose con masas proporcionales a las masas de los bosones vectoriales intermedios MW Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL y MZ . Dichos propagadores neutralizan las componentes logitudinales de los campos de norma masivos Wµ± y Zµ [14]. Como en el caso del método de cuantizacón a la Gupta– Bleuler en QED, estamos forzados a introducir grados de libertad espurios con el fin de no perder la covariancia Lorentz. El punto importante por señalar es que en estas formulaciones estamos obligados a eliminar los grados de libertad redundantes (resultado de la invariancia de norma de la teorı́a), mediante una condición aceptable para fijar la norma. En el lenguaje del formalismo para cuantizar mediante la integral de caminos (path integral), debemos restringir la integral funcional para reflejar esta condición de fijar la norma. Es decir, para cuantizar una teorı́a de norma, es necesario fijar la norma. En este formalismo, los campos ϕ b que aparecen en el lagrangiano clásico Ec. (2.1), son directamente cuantizados, es decir, LC (ϕ) b −→ LC (ϕ) , Con las consideraciones arriba mencionadas es posible escribir el término que fija la norma Ec. (3.3), de la forma siguiente: à !2 ξ ³ µ b ´2 ξ MZ µb =− L ∂ Aµ − ∂ Zµ + χ 2 2 ξ à !à ! MW + MW − µ c+ µ c− −ξ ∂ Wµ − i ∂ Wµ + i φ . φ ξ ξ (3.4) conv GF Por otro lado, para poder compensar las contribuciones de las componentes no fı́sicas de los campos de norma en Lconv GF , es necesario introducir el campo de fantasmas de Faddeev– Popov uα (x) y uα (x), (α = A, Z, W ± ), añadiendo el lagrangiano Lconv = − uα FP (3.1) donde ϕ denota los campos cuánticos. Para ello es necesario añadir el llamado término que fija la norma (gauge fixing term) en el lagrangiano clásico LC , haciendo con esto que se rompa explı́citamente la invariancia de norma de la teorı́a. Tomando una norma renormalizable del tipo ’t Hooft (Rξ gauge) [15], la cual fija linealmente la norma [7, 8], tendremos que1 : p ξA ∂ µ Aµ ; p 1 F Z = ξZ ∂ µ Zµ − √ MZ χ; ξZ p 1 ± F W = ξW ∂ µ Wµ± ∓ i √ MW φ± , ξW FA = 159 δF α β u . δ θbβ En donde δF α /δ θbβ es la variación del término que fija la norma F α bajo las transformaciones de norma infinitesimales dadas por la Ec. (2.24), en donde el acento circunflejo de los campos ha sido omitido por comodidad. Con todo lo anterior, el lagrangiano renormalizable completo para el ME electrodebil en el formalismo convencional será conv Lconv + Lconv . ME = LC (ϕ) + LGF FP (3.2) (3.5) (3.6) Todas las predicciones fı́sicas del ME son derivadas del lagrangiano anterior Lconv ME , empleando para ello los métodos de la teorı́a cuántica de campos. Usualmente se aplica el formalismo de la integral de caminos para obtener las funciones de Green de la teorı́a resultando el siguiente lagrangiano que fija la norma: " L conv GF D # 1 ³ A ´2 ³ Z ´2 + − =− F . + F + 2F W F W 2 G(n),conv (x1 , ..., xn ) = 1...n (3.3) En las relaciones anteriores, debemos notar que hemos escrito tres diferentes parámetros de norma ξj (j = A, Z, W ± ), esto es debido al hecho de que en principio deberá existir un parámetro de norma por cada campo de norma. Es común poner todas las constantes iguales entre sı́, es decir, ξj = ξ para toda j sin pérdida de generalidad. El parámetro de norma es una constante real positiva (ξ ² <e+ ), la cual no es más que el multiplicador de Lagrange que aparece en el funcional generador. Cuando dicho parámetro de norma toma ciertos valores particulares, encontramos estructuras de norma conocidas [norma unitaria (ξ = 0), norma de ’t Hooft-Feynman (ξ = 1), norma de Landau (ξ → ∞), etc]. ¯ E ¯ ¯ ¯ 0 ¯ T ϕ1 ...ϕn ¯ 0 , (3.7) y con ellas se obtienen los elementos de la matrı́z S mediante la reducción de Lehmann–Symanzik–Zimmermann (LSZ) [16]. El funcional generador Zconv con el que obtenemos dichas funciones de Green es definido como Z Z conv [J, ω, ω] = Dϕ D u Du ( Z ) h i ×exp i d4 x Lconv , (3.8) ME + ϕJ + uω + ωu donde J son las “fuentes clásicas” para los campos ϕ, y ω α , ω α denotan las fuentes para los fantasmas y antifantasmas (de nuevo hemos suprimido el superı́ndice α para simplificar 1 Aqui elegimos el término que fija la norma como originalmente lo hicieron K. Fujikawa, B. W Lee y A. I. Sanda. [14] Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 160 LUIS G. CABRAL-ROSETTI la notación). Los campos cuánticos ϕ, u y u aparecen como variables de integración de la integral funcional en la Ec. (3.8). Las funciones de Green son obtenidas de Zconv [J, ω, ω] tomando las derivadas funcionles con respecto a J: G (n),conv 1...n ¯ 1 δ n Zconv ¯¯ (x1 , ..., x1 ) = n ¯ i δJ1 ...δJn ¯ " . gµν Dµν (k) = − i 2 k − MV2 W conv[J, ω, ω] = ln Z conv[J, ω, ω] . (3.9) (3.10) Finalmente, se define la acción efectiva mediante la transformada de Legendre e = W conv[J, ω, ω] Γconv = [ϕ, e u e, u] Z e ωe e uω, − i d4 x [ϕJ, u] , (3.11) # V J=ω=ω =0 De este modo, hallamos todas las funciones de Green disconexas de la teorı́a. Para poder hallar las funciones de Green conexas simplemente tomamos el logaritmo de la Ec. (3.8): , " # −i kµ kν Dµν (k) = 2 gµν − 2 , k − MV2 k V 1 δ n Wconv 1 δ n Wconv ; u eα = ; i δJ i δωα n eα = − 1 δ Wconv . u i δω α (3.12) Las derivadas de la acción efectiva con respecto a los campos ϕ e son las funciones de vértice, o en otras palabras son las funciones de Green irreducibles a una partı́cula (1PI) de la teorı́a: Γ (n),conv 1...n ¯ δ n Γconv ¯¯ (x1 , ..., x1 ) = ¯ δϕ e1 ...δ ϕ en ¯ . (3.13) e ϕ e =e u=u=0 La evaluación perturbativa del funcional generador dado arriba, nos proporcionará las reglas de Feynman para el modelo estándar, ya que las funciones de Green pueden ser calculadas orden a orden [14]. De especial interés son la forma que toman los propagadores de los bosones vectoriales, los cuales en el Rξ gauge (lineal y no lineal) son " à ! # −i 1 k k µ ν V Dµν (k) = 2 gµν − 1− , (3.14) k −MV2 ξ k 2 −MV2 /ξ donde V = A, Z, W ± (MA = 0). La expresión anterior puede ser escrita como " # gµν − kµ kν /MV2 kµ kν /MV2 Dµν (k) =−i + 2 . (3.15) k 2 −MV2 k −MV2 /ξ (3.17) ésta es la llamada norma de Landau o también conocida como norma renormalizable, la cual es ampliamente usada en QED. (3) Cuando hacemos tender ξ → 0, obtenemos V ϕ e= (3.16) ésta es la llamada norma de ’t Hooft–Feynman, en la cual los propagadores de los bosones vectoriales son proporcionales a gµν . (2) Cuando hacemos tender ξ → ∞, obtenemos " # −i kµ kν Dµν (k) = 2 gµν − , k − MV2 MV2 donde V Ası́, con la forma obtenida del propagador para los bosones vectoriales en (3.15), es posible obtener la forma explı́cita de dichos propagadores en otras normas conocidas: (1) Cuando hacemos tender ξ → 1 obtenemos (3.18) la norma unitaria, en la cual los propagadores de los escalares no fı́sicos (φ± , χ) no existen, y de esta manera reestablecemos la unitariedad de la matriz S. Sin embargo, en el “U gauge” las funciones de Green no son manifiestamente renormalizables. Para cualquier valor finito de ξ se tendrán singularidades en los propagadores de los mesones escalares no fı́sicos (φ± , χ), de igual manera que los bosones vectoriales, es decir, cuando k 2 = MV2 /ξ. Para poder preservar la unitariedad de la matriz S, estos polos no fı́sicos deberán de cancelarse en dicha matriz, la cual relaciona únicamente partı́culas fı́sicas, como son Wµ± , Zµ , Aµ y H. Los propagadores tanto del Higgs, como de los mesones escalares no fı́sicos, ası́ como de los fantasmas, en el Rξ gauge (lineal o no lineal) se escriben como i i, ∆j (k) = h 2 k − m2j /ξj (3.19) donde j = φ± , χ, uA , uZ , u± . Como se mencionó antes, la invariancia de norma presente en el lagrangiano clásico LC se pierde por la introducconv ción de los Lagrangianos Lconv GF , que fija la norma, y LF P de los fantasmas. Sin embargo, es posible definir un tipo de transformación que involucre a los fantasmas, haciendo posible que el lagrangiano completo del modelo estándar Lconv ME permanezca aún invariante; nos referimos desde luego a las transformaciones propuestas por Becchi–Rouet–Stora– Tyutin (BRST) [17]. Las relaciones que aparecen entre las Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 161 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL diferentes funciones de Green como consecuencia de la invariancia de norma de la teorı́a, son las llamadas identidades de Slavnov–Taylor, que son la generalización al caso no abeliano de las identidades de Ward para QED [17]. Dichas identides BRST tienen una estructura muy complicada y en general implican contribuciones con campos de fantasmas [19]. 3.. Cuantización en el Background Field Method electrodebil Como se mencionó en la sección anterior, en el formalismo convencional los campos que aparecen en el lagrangiano clásico son directamente cuantizados, en cambio, en el Background Field Method (BFM) esto es llevado a cabo separando los campos clásicos ϕ b del lagrangiano LC en campos clásicos de fondo (background) ϕ b y campos cuánticos ϕ (ver la Sec. 2.3 de la Ref. [9]), LC (ϕ) b −→ LC (ϕ b + ϕ) . (4.1) Se añade un término que fija la norma con la propiedad de romper únicamente la invariancia de norma del campo cuántico, pero preservando la invariancia de la acción efectiva con respecto al campo clásico de fondo [20]. El término que fija la norma es el propuesto recientemente por A. Denner, S. Dittmaier y G. Weinglein como una generalización del Rξ gauge para el BFM extendido al sector electrodebil 2 [21]. L BF M GF " # ³ ´ 2 ξQB g 1 b † Φm −Φ† Φ bm =− ∂µ B µ + i B Φ m m 2 2ξQ " ´ ξQW ³ ac c b W c,µ − δ ∂µ + g2 εabc W µ 2 ´ g2 ³ b † a † a b −i W Φ m σmn Φn − Φm σmn Φn 2ξQ #2 , (4.2) donde σ a , a = 1, 2, 3, denota las matrices de Pauli, y ξQW , ξQB son los parámetros asociados con el término que fija la norma para los campos cuánticos 3 . Es de hacer notar que a pesar de existir parámetros análogos de norma para los campos clásicos, ellos pueden ser fijados de cualquier forma, sin causar ningun daño a la invariancia de norma con respecto a los campos clásicos de fondo [20]. La invariancia de norma de los campos de fondo restringe el número de parámetros cuánticos a dos, uno para SU (2)L y otro para U (1)Y . Los b tienen el valor usual de expectacampos de Higgs de fondo Φ ción no nulo v, contrastando con el campo de Higgs cuántico Φ que es cero: b Φ(x) = φb+ (x) b + H(x) +iχ b(x)) φ+ (x) . Φ(x) = √1 (H(x) + i χ(x)) 2 √1 (v 2 , (4.3) En el espı́ritu del BFM deberı́amos separar también los campos fermiónicos en dos partes, una cuántica y otra de fondo. No obstante, debido a que los fermiones no entran en el término que fija la norma, la cuantización de dichos campos en el BFM se lleva a cabo de manera equivalente al formalismo convencional. Las reglas de Feynman para estos campos son las mismas tanto para los campos de fondo como para los cuánticos y es por esto que no es necesario hacer ningun tipo de distinción entre ellos. En lo que sigue usaremos un sı́mbolo común para dichos campos, es decir, eliminaremos el acento circunflejo para los campos fermiónicos de fondo con la finalidad de hacer más simple la notación. A continuación, expresaremos el término que fija la norma (4.2) en términos de campos fı́sicos, justo como lo hicimos en la Sec. 3. Hacemos como antes ξQW = ξQB = ξQ sin pérdida de generalidad, resultando: M LBF GF " # ξ Q ³ A ´2 ³ Z ´2 + − =− G . (4.4) + G + 2GW GW 2 donde ´ ³ c −µ cµ+ W −µ − Wµ+ W GA = ∂ µ Aµ + ie W e ³ b− + b+ − ´ +i , φ φ −φ φ ξQ ´ cW ³ c + −µ c −µ GZ = ∂ µ Zµ − ie Wµ W − Wµ+ W sW 2 e(c − s2W ) ³ b− + b+ − ´ −i W φ φ −φ φ 2ξQ cW sW ³ ´ e b − vχ , + χ bH − Hχ 2ξQ cW sW ³ ´ bµ − cW Zbµ W ± = ∂ µ Wµ± ± ie A µ sW ³ cW µ ´ c ± ∓ie Aµ − Z Wµ sW " # ³ ´ ³ ´ e ± ± b b ∓i v + H ∓ ib χ φ − H ∓ iχ φ . 2ξQ sW GW ± 2 Hemos hecho el cambio ξ B,W → 1/ξ B,W en los parámetros de norQ Q ma cuánticos, con respecto al término que fija la norma de la referencia original [25]. 3 En el BFM electrodebil, la invariancia de norma restringe el número W B y ξQ . Dichos parámetros se de parámetros de norma cuánticos a dos, ξQ W Z A = c2W ξQ + s2W ξQ encuentran relacionados mediante la igualdad ξQ . Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 (4.5) 162 LUIS G. CABRAL-ROSETTI Finalmente, debemos añadir la parte de los fantasmas de Faddeev–Popov en el lagrangiano: M LBF = − uα FP δGα β u , δ θbβ donde α = A, Z, W ± . Aquı́ δGα /δ θbβ es la variación del término que fija la norma Gα bajo las siguientes transformaciones de norma infinitesimales cuánticas [22]: (4.6) " # ´³ ³ ´ c ³ ´ cW Z ´ W A bµ − δθ − = ∂µ δθ ∓ ie + δθ ± ie Aµ + A Zµ + Zbµ δθ± , sW sW " # ³ ´ ´ ³ c W cµ+ δθ− − Wµ− + W cµ− δθ+ , δZµ = ∂µ δθZ − ie Wµ+ + W sW # " ´ ´ ³ ³ A + + − − − + c c δAµ = ∂µ δθ + ie Wµ + Wµ δθ − Wµ + Wµ δθ , δWµ± ± ³ Wµ± cµ± W ³ ´i ´³ ³ ie h c2 − s2W Z ´ b +v±i χ+χ H +H b δθ± ∓ ie φ± + φb± δθA − W δθ , 2sW 2cW sW " # ´ e ³ + b+ ´ − ³ − b− ´ + e ³ b + v δθZ , δχ = φ + φ δθ + φ + φ δθ − H +H 2sW 2cW sW " # ´ ie ³ + b+ ´ − ³ − b− ´ + e ³ δH = φ + φ δθ − φ + φ δθ + χ+χ b δθZ , 2sW 2cW sW δφ± = ± y las transformaciones infinitesimales para los campos de fondo serán c ± = δ Zbµ = δ A bµ = δ φb± = δ H b = δχ δW b=0. µ (4.8) Con lo anterior, es posible construir el lagrangiano del ME en el BFM electrodebil de forma completamente análoga a lo que discutimos en el Sec. 3, es decir, M M M LBF = LC (ϕ + ϕ) b + LBF + LBF . ME GF FP fantasmas, para poder hacer frente a la aparente contribución de dichos fantasmas en las identidades de Slavnov–Taylor. Las identidades de Ward para los vértices del BFM electrodebil, están libres de contribuciones de fantasmas, haciendo con ello que el funcional generador (4.10) no tenga un término de fuente para estos campos. Por tanto, WBF M [J, ϕ] b = ln Z BF M [J, ϕ] b (4.9) Haciendo uso del lagrangiano de la Ec. (4.9), es posible definir cantidades análogas al funcional generador de las funciones de Green disconexas Zconv , Ec. (3.8), al funcional generador de las funciones de Green conexas Wconv , Ec. (3.10) y a la acción efectiva Γconv , Ec. (3.11), en el BFM electrodebil, justo como lo hace L. F. Abbott [23] (ver la Sec. 2.3 de la Ref. 9), es decir, Z ΓBF M [ϕ, ϕ] b = WBF M [J, ϕ] b − ϕ= Notemos que las variables de integración en la integral funcional son los campos cuánticos ϕ y que el funcional generador (4.10) depende de las fuentes clásicas J y de los campos de fondo ϕ. b El funcional generador del formalismo convencional (3.8), contiene además fuentes para los campos de d4 x ϕJ , (4.12) donde Dϕ D u Du ( Z ) h i 4 BF M ×exp i d x LME + ϕJ b . (4.10) (4.11) y Z Z BF M [J, ϕ] b = (4.7) δWBF M . i δJ (4.13) Como ha sido probado en la Ref. 23, estaremos interesados en la acción efectiva descrita en la EC. (4.12) cuando hacemos ϕ = 0 (ver Sec. 2.3 de la Ref. 9). De esta manera la acción efectiva ΓBF M [0, ϕ] b es invariante de norma. En otras palabras, es invariante bajo las transformaciones de norma (2.24) y (2.25) de los campos clásicos de fondo. La acción efectiva ΓBF M [0, ϕ] b es el funcional generador de los vértices, es decir, de las funciones 1PI del campo de fondo: Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 163 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL ¯ b ¯¯ δ ΓBF M [0, ϕ] (x1 ...xn ) = ¯ δϕ b1 ...δ ϕ bn ¯ n M Γ(n),BF 1...n . (4.14) ϕ=0 b Todas las identidades de Ward que nacen de la acción efectiva (4.12) se pueden hallar en las Refs. 13, 24 y 25. Se ha probado en la Ref. 23 que la invariancia de norma de la acción efectiva ΓBF M [0, ϕ] b del BFM, coincide plenamente con la acción efectiva convencional (3.11) calculada en una norma no trivial que depende de ϕ b (ver Sec. 2.3 de la Ref. 9). Las funciones 1PI del BFM electrodebil son calculadas directamente de las reglas de Feynman asociadas al lagranM giano LBF ME . Dichas reglas de Feynman distinguen entre los campos cuánticos y los campos de fondo. Los campos cuánticos aparecen únicamente dentro de los lazos, en cambio los campos de fondo están asociados con lı́neas externas. Además de que existen el doble de campos de norma y de Higgs, las reglas de Feynman para el BFM electrodebil difieren del formalismo convencional únicamente en el término que fija la norma y el sector de fantasmas. Debido a que el término que fija la norma (4.4) es no lineal en los campos, el parámetro de norma ξQ entrará también en los vértices de los bosones de norma. Como ya hemos dicho antes, las reglas de Feynman para los campos fermiónicos son las mismas que en el formalismo convencional. La lista completa de las reglas de Feynman del BFM electrodebil que usaremos en este trabajo, son dadas en el Apéndice A. La matriz S es construida de forma usual, creando árboles con los vértices del ΓBF M [0, ϕ], b los cuales son conectados por los propagadores de los campos de fondo [20]. A. Denner, G. Weinglein y S. Dittmaier han sido capaces de demostrar que los resultados que se obtienen de la matriz S son en efecto independientes de ξQ [24], y que es equivalente a lo que uno obtendrı́a en el formalismo convencional. A pesar de la distinción entre los campos cuánticos y de fondo, los cálculos llevados a cabo en el BFM electrodebil, son en general más simples que en el formalismo convencional. En primer lugar, porque gracias a que el término que fija la norma es no lineal en los campos de norma, el sector de fantasmas es más simple y elegante y en segundo lugar porque gracias a esa no linealidad en dichos campos no apareb − W ± − φ∓ , haciendo con ello cerán acoplamientos como A que contribuyan menos diagramas de los que usualmente aparecen en el Rξ gauge (lineal). Esta propiedad será utilizada ampliamente en la siguiente sección. Además, si elegimos como caso particular trabajar en la norma de t’ Hofft–Feynman (ξQ = 1), los vértices se simplifican considerablemente. Por otro lado, el término que fija la norma para los campos de fondo (el cual es neceseario para definir los propagadores de los campos de fondo), no tiene ninguna relación con el término que fija la norma para los campos cuánticos. Esta libertad puede ser explotada eligiendo una norma conveniente para los campos de fondo, es decir, podemos elegir la norma Unitaria previamente señalada, o bien, podemos elegir una norma no lineal [26]. De esta forma, el número de diagramas de Feynman que contribuyen a los elementos de la matrı́z S pueden ser reducidos drásticamente. El término que fija la norma para los campos de fondo no afecta en absoluto b Ello es únicamente relevante a la acción efectiva ΓBF M [0, ϕ]. para la construcción de las funciones de Green conexas y los elementos de la matrı́z S en donde únicamente entran cantidades a nivel árbol. La cancelación del parámetro de norma del campo clásico de fondo en los elementos de la matrı́z S completa, es una consecuencia directa de las identidades de Ward del BFM electrodebil, [24,25]. 4.. Algunas identidades de Ward en el BFM electrodebil En esta sección, damos sólo algunas de la identidades de Ward que nacen en el BFM electrodebil a manera de ejemplo. Dichas identidades son válidas a todos los órdenes en teorı́a de perturbaciones, además de ser válidas para cualquier valor del parámetro de norma cuántica ξQ (Para mayores detalles, ver las Refs. 13, 24 y 25): bb bZ b k µ ΓA µν (k) = 0, (5.1) bb bχ k µ ΓAb µ (k) = 0, (5.2) A k µ ΓA µν (k) = 0, H k µ ΓA µ (k) = 0, bb b Z χ bZ k µ ΓZ µν (k) − iMZ Γν (k) = b χ b χ bχ b k µ ΓZ µ (k) − iMZ Γ (k) + c± W c∓ k µ ΓW µν c ± b∓ k µ ΓW µ φ ie b ΓH (0) = 0, (5.4) 2sW cW b± W c∓ (k) ∓ MW Γνφ b± (k)∓MW Γφ φ̂ ∓ 0, (5.3) (k) = 0, (5.5) e Hb (k)± Γ (0) = 0. (5.6) 2sW bb A Como consecuencia de la analiticidad de los vértices ΓA µν (k) bZ b A y Γµν (k) se ha probado (ver las Ecs. 25 y 26 ası́ como Ecs. 33 y 34 de la Ref. 25) que, las partes transversas de las correspondientes autoenergı́as cuando k 2 = 0, son cero, es decir, bb bb A ΣA (0) = 0 (a), T b¯ Z ΣA (0) = 0 (b), T ¯ ¯ ff k µ ΓA (k, p̄, p) = −eQf [Γf f (p̄) − Γf f (−p)], µ b¯ (5.7) (5.8) ¯ ff k µ ΓZ (k, p̄, p) − iMZ Γχbf f (k, p̄, p) µ ¯ ¯ = e[Γf f (p̄)(vf − af γ5 ) − (vf + af γ5 )Γf f (−p)] , c ± f¯± f∓ k µ ΓW µ b± f¯± f∓ (k, p̄, p) ∓ MW Γφ (5.9) (k, p̄, p) e ¯ ¯ =√ [Γf± f± (p̄)ω− − ω+ Γf∓ f∓ (−p)] . 2sW (5.10) En la próxima sección de este trabajo, haremos la demostración explı́cita de la veracidad de la identidad de Ward (5.7b) a un lazo, mediante cálculo directo en el BFM electrodebil. Por otro lado, notemos que la identidad de Ward que relaciona únicamente fermiones y fotones [Ec. (5.8)], es justo la identidad de Ward para QED. Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 164 LUIS G. CABRAL-ROSETTI bc + W c− W k µ ΓA µρσ c+ c− c+ c− W W (k, k+ , k− ) = e[ΓW (k+ ) − ΓW (−k− )], ρσ ρσ h + − + − + − cW AbZb i b W bW c W c bφ c c W c bA b ρ A W A k+ Γµρσ (k, k+ , k− ) − MW ΓA (k, k , k ) = +e Γ (−k ) − Γ (k) + Γ (k) , + − − µσ µσ µσ sW µσ h − + cW AbZb i b− bW c+ W c− bW c+ φ c W c bA b σ A k− Γµρσ (k, k+ , k− ) + MW ΓA (k, k+ , k− ) = −e ΓW (−k+ ) − ΓA Γ (k) , µρ (k) + µρ µρ sW µρ cW c + W bW c+ W c− c+ W c− c− c+ W c− Z χ bW k µ Γµρσ (k, k+ , k− ) − iMZ Γρσ (k, k+ , k− ) = −e [ΓW (k+ ) − ΓW (−k− )] , ρσ sW ρσ cW h W sW ZbAb i b+ W bW c+ W c− bφ c− c+ c− bZ b ρ Z Z k+ Γµρσ (k, k+ , k− ) − MW Γµσ (k, k+ , k− ) = −e Γµσ W (−k− ) − ΓZ (k) + Γ (k) , µσ sW cW µσ cW h W sW ZbAb i b− bW c+ W c− bW c+ φ c− c+ bZ b Z σ Z k− Γµρσ (k, k+ , k− ) + MW Γµρ (k, k+ , k− ) = e Γµρ W (−k+ ) − ΓZ Γ (k) . µρ (k) + sW cW µρ Notemos además que todas las identidades de Ward, relacionan únicamente campos de fondo (ver, secciones 2.4 de la Ref. 9). 5.. Algunas aplicaciones en el BFM electrodebil Como ya hemos mencionado antes, la versión electrodebil del BFM fue introducida por A. Denner, G. Weiglein y S. Dittmaier [13, 24, 25]. En esta vesión del modelo estándar SU (2)L ⊗U (1)Y , la invariancia de norma de la acción efectiva del BFM (Ec. (4.12)), implica simples identidades de Ward como ocurren en QED para las diversas funciones de Green; en contraste con las complicadas identidades de SlavnovTaylor del formalismo convencional, las cuales relacionan campos de fantasmas no fı́sicos (ver la sec. 1.2.3. de la Ref. 9). El BFM electrodebil ha sido utilizado de forma muy frecuente los últimos años. En esta sección, a manera de ejemplo, usaremos dicho formalismo en el ME abordando el estudio de los factores de forma electromagnéticos del neutrino. Ası́ como la demostración de una importante identidad de Ward para la autoenergı́a γB ZB mediante cómputo directo a un lazo 4 . Todos estos cálculos son llevados a cabo en la norma de ’t Hooft-Feynman (ξQ = 1) 5 . 5.1.. La carga eléctrica del neutrino La descomposición más general invariante Lorentz para el vértice electromagnético del neutrino ννγ en el modelo (5.11) (5.12) (5.13) (5.14) (5.15) (5.16) estándar está dada por [30, 31, 32] D E Mµ = νl (p0 )|Jµem |νl (p) ( ) FP (q 2 ) ν = ūl (p ) FD (q )γµ − i σµν q ul (p) , (6.1) 2me 0 2 donde q = p − p0 , l se refiere a una de las familias leptónicas e, µ, τ ; FD (q 2 ) y FP (q 2 ) son, respectivamente, los factores de forma de Dirac y Pauli del neutrino. Consideremos los diagramas de Feynman a un lazo que contribuyen al vértice propio ννγ. Usando las reglas de Feynman del BFM electrodebil dadas en el Apéndice A, hallamos que únicamente existen cuatro diagramas del vértice propio ννγ (Figs. 1a a 1c). Esta es una tı́pica caracterı́stica de la estructura no lineal del término que fija la norma en el BFM [27, 28]. En el formalismo convencional (Rξ gauge) existen dos vértices propios más, los cuales no aparecen en el BFM electrodebil pues no existe el acoplamiento γ − W − ϕ (ver la Sec. 4). La contribución a la Carga Eléctrica del Neutrino (CEN) de cada uno de estos diagramas después de haber usado las identidades entre las integrales escalares de PassarinoVeltman de dos B0 y tres C0 puntos (ver las Refs. 27, 28 y 33) son: 4 En esta sección los campos de fondo (background) serán denotados con un subı́ndice B, en lugar del acento circunflejo que aparece en las reglas de Feynaman del Apéndice A. 5 Los cálculos de los factores de forma electromagnéticos del neutrino válidos para cualquier norma, han sido realizadados en [27, 28]. Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL ¯ ¯ Qνl ¯F ig,1a = FD (q 2 = 0)¯F ig,1a = − n αem2l 2 2 2 64πMW sW (MW 165 − m2l )2 o 2 2 2 2 2 2 × (MW − m2l )(MW − 3m2l ) + 2m4l B0 (0; m2l , m2l ) + 2MW (MW − 2m2l )B0 (0; MW , MW ) , (6.2) ¯ ¯ Qνl ¯F ig,1b = FD (q 2 = 0)¯F ig,1b = − αe 2 )2 s2 (M 2 − m2 )2 32π(m2l − MW W W l h i n 2 2 2 2 2 2 2 4 2 4 B0 (0; m2l , m2l ) × 3MW ml (MW − ml ) B0 (0; MW , MW ) + ml − 2m4l + 4MW m2l − 2MW i h o 2 2 2 2 2 2 4 2 2 (m2l − MW −MW (2MW − m2l )(m2l − MW ) B0 (0; MW , MW ) − − m4l + MW )(MW − m2l ) , (6.3) ¯ ¯ ¯ Qνl ¯F ig,1c = FD (q 2 = 0)¯F ig,1c = −Qνl ¯F ig,1a , (6.4) ¯ ¯ ¯ Qνl ¯F ig,1d = FD (q 2 = 0)¯F ig,1d = −Qνl ¯F ig,1b . (6.5) De las Ecs. (6.1) a (6.5) es obvio que la CEN desaparece: ¯ ¯ ¯ ¯ Qνl = Qνl ¯F ig,1a + Qνl ¯F ig,1b + Qνl ¯F ig,1c + Qνl ¯F ig,1d = 0 . (6.6) El factor de forma de Dirac FD (q 2 ) completo (i.e. la contribución de los cuatro diagramas) está dado por: αe FD (q ) = − 4π ( 2 + i 2 2 2 (m2l + 2MW ) B0 (q 2 ; MW , MW ) − B0 (q 2 ; m2l , m2l ) h 4 2 2 2 2 2 2 + 2m + m (q + 2M ) − 2M (2M + 3q ) l l W W W 2 s2 2 s2 4MW 8q 2 MW W W i 2 2 h , MW ) 4 2 C0 (0, q 2 , 0; m2l , MW 2 2 2 2 2 4 2 2 m (m + q ) − m M (3M + 2q ) + 2M (M + 2q ) l l l W W W W 2 s2 4q 2 MW W ) i 2 , m2l , m2l ) h 4 2 C0 (0, q 2 , 0; MW 2 2 2 2 2 2 2 2 2 + ml (ml + q ) − ml MW (3MW + 2q ) + 2MW (MW + 2q ) , 2 s2 4q 2 MW W (6.7) que de nuevo, al hacer uso de las relaciones entre las B0 y C0 de las Refs. 27, 28 y 33, es fácil ver que el factor de forma de Dirac se anula cuando q 2 = 0: ³ ´ 2 W = 0. F Qνl = lı́m D q , ξQ 2 q →0 (6.8) El resultado anterior es notable, pues únicamente con los cuatro vértices propios (Fig. 1), la cancelación de la CEN se lleva a cabo. En cambio, en el formalismo convencional (Rξ gauge), es necesario incluir no sólo dos vértices propios más, sino los vértices impropios (la parte transversa de la autoenergı́a γZ). Únicamente entonces es cuando obtenemos [29, R 27, 28] que Qν ξ = 0, en obvia notación. En el BFM electrodebil el vértice impropio (autoenergı́a γZ) también existe, pero su contribución a la CEN es cero (ver la Sec. 6.3 de más adelante). Esto es debido a que la parte transversa de la autoenergı́a γB ZB es cero (ver la Sec. 6.3). F IGURA 1. Contribuciones del vértice própio electromagnético ννγ al NEC y NMM en el BFM electrodebil. Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 166 LUIS G. CABRAL-ROSETTI 5.2.. El momento magnético del neutrino En la extensión mı́nima del modelo estándar (ME), donde los neutrinos dextrógiros son añadidos para cada familia, el momento magnético del neutrino (MMN) surge naturalmente [30, 34]. La contribución de cada diagrama de la Fig. 1a al factor de forma de Pauli, considerando neutrinos masivos de Dirac sin cambio de sabor, está dada por: ¯ emνl GF √ µνl ¯F ig,1a = 4π 2 2 αe FP (mνl ) = 4π ( ( 5 x + ··· 12 ) , (6.9) ¯ µνl ¯F ig,1c ¯ µνl ¯F ig,1d ( " # ) 2 7 +x + log x +· · · , (6.10) 3 6 ( " # ) emνl GF 5 √ = −x + log x + · · · , (6.11) 3 4π 2 2 ( ) emνl GF 5 2 √ = − x + ··· , (6.12) 4π 2 2 6 3 ¯ emνl GF √ µνl ¯F ig,1b = 4π 2 2 donde GF es la constante de Fermi y se define 2 x = m2l / MW << 1. Todas las expresiones anteriores están dadas hasta segundo orden en la expansión de x. El factor de forma de Pauli completo a q 2 = 0, está dado por: 2 2 2 ) B0 (m2νl ; m2l , MW (m2l + m2νl + 2MW )(m2l + m2νl + 2MW ) + 2 2 2 2 8mνl MW sW 16mνl MW sW i B0 (0; m2l , m2l ) h 4 2 2 2 4 2 2 2 3m + 3m (M − 2m ) − m − M (6M − 11m ) l l W ν ν W W ν 2 s2 l l l 32m3νl MW W i 2 2 h , MW ) B0 (0; MW 4 2 2 2 4 2 2 2 − 3m + m (3M − 4m ) + m − M (6M − 15m ) l l W ν ν W W ν 2 s2 l l l 32m3νl MW W + 2 2 2 C0 (m2νl , 0, m2νl ; m2l , MW , MW ) + C0 (m2νl , 0, m2νl ; MW , m2l , m2l ) h 4 ml (7m2νl − 3m2l ) 2 s2 32m3νl MW W ) i 2 2 2 4 2 (3MW − 4m2νl ) − 5m4νl ] + m6νl − MW (6MW − 17m2νl MW + m2l [3MW + 12m4νl ) . + (6.13) Usando de nuevo las relaciones entre las B0 y las C0 de las Refs. 27, 28 y 33 obtenemos la expresión FP (mνl ) = ( αe 3mνl 2 )2 4π 4s2W (m2l − MW 4 4 + 2MW m4l − 5m2l MW × 2 2MW ) 2 2 m4l [B0 (0; MW , MW ) − B0 (0; m2l , m2l )] + , 2 m2l − MW µνl (6.16) donde µB = e/2me es el magnetón de Bohr. (6.14) e introduciendo la expresión explı́cita de la función escalar de dos puntos B0 en términos de logaritmos, obtenemos [30, 28] emνl GF √ 4π 2 2 ( ) 3[x3 + 2(log x − 3)x2 + 7x − 2] × . 4(1 − x)3 à ! 3emνl GF m ν l √ ≈ 3,2 × 10−19 µB = , 1eV 8π 2 2 FP (mνl ) = − (6.15) 5.3.. Demostración de la identidad de Ward PγB ZB (0)=0 T Aquı́ realizaremos el cálculo de la parte transversa de la autoenergı́a γB ZB en el BFM electrodebil, con la finalidad de mediante cómputo directo la identidad de Ward Pγprobar B ZB (0) = 0 a un lazo. Dicha autoenergı́a es separada T en dos contribuciones: XγB ZB T Con el primer orden en x hallamos la bien conocida expresión para el momento magnético del neutrino (MMN) [35] (q 2 ) = XγB ZB T (q 2 )f + XγB ZB T (q 2 )b , (6.17) que son las que llamaremos parte fermiónica (Fig.2) y parte bosónica (Fig. 3), respectivamente. Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 167 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL F IGURA 2 Parte fermiónica de la autoenergı́a γZ en el formalismo convencional (Rξ gauge) y γB ZB en el BFM electrodebil. 5.3.1.. Parte fermiónica de la autoenergı́a γB ZB La parte fermiónica es XγB ZB T α (q )f =− 4π ( 2 " #) 2X c R L 1 2 2 2 2 2 2 2 2 2 Nf (−Qf )[Cf + Cf ] q + 2mf B0 (0; mf , mf ) − (q + 2mf )B0 (q ; mf , mf ) , (6.18) 3 3 f donde XγB ZB e2 sW α= , CfR = − Qf , 4π cW CfL = 3 − s2W Qf IW,f , Nfc = sW cW T ½ 3 quarks . 1 leptones (6.19) Notemos que esta parte fermiónica coincide con la primera parte de la Ec. (B.2) calculada en el Rξ gauge de la Ref. 14. Esto es debido a que los acoplamientos en ambos formalismos son iguales en este sector. Este hecho nos ha servido para verificar nuestros resultados. En el lı́mite q 2 → 0, ésta parte fermiónica desaparece, es decir, XγB ZB T (0)f = 0 . (6.20) 5.3.2.. Parte bosónica de la autoenergı́a γB ZB En la norma de ’t Hooft-Feynman, la parte bosónica de la parte transversa de la autoenergı́a γB ZB está dada por ( ( h³ XγB ZB α 1 1´ 2 (q )b = 21c2W + q 2 T 4π 3sW cW 2 i 2 2 2 B0 (q 2 ; MW +(12c2W − 2)MW , MW ) )) 1 2 2 2 −(12c2W − 2)MW B0 (0; MW , MW ) + q2 , (6.21) 3 que en el lı́mite cuando q 2 → 0, esta parte bosónica también desaparece, XγB ZB T (0)b = 0 . (6.22) Vemos inmediatamente que la suma de ambas contribuciones [Ecs. (6.20) y (6.22)] dan como resultado cero: (0) = XγB ZB T (0)f + XγB ZB T (0)b = 0 , (6.23) En acuerdo con la identidad de Ward Ec. (5.7b) del BFM electrodebil. El hecho de que la parte transversa de la autoenergı́a γB ZB se anule cuando q 2 → 0, es la razón de porque no contribuyen los vértices impropios (autoenergı́a γZ) en la cancelación de la carga eléctrica del neutrino (CEN). A diferencia del formalismo convencional (Rξ gauge), donde los vértices impropios son indispensables para que ocurra dicha cancelación (ver las Refs. 29, 27 y 28). Por otra parte, existen multiples y variadas aplicaciones del BFM electrodebil en la literatura especializada. Prueba de ello, son las más de 70 citas que registra HEP (SPIRESSLAC) del trabajo central [25]. Recomendamos ampliamente al lector, hacer una busqueda en la mencionada base de datos (http://www.slac.stanford.edu/spires/hep/), para conocer las diversas aplicaciones del BFM electrodebil. 7. Conclusiones Hemos revisado algunas de las caracterı́sticas más importantes del Background Field Method (BFM) electrodebil, en el contexto del modelo estándar (ME). La invariancia de norma de la acción efectiva (4.12) del BFM electrodebil, implica simples identidades de Ward para las diferentes funciones de Green, como ocurre en QED. En contraste con las complicadas identidades de Slavnov-Taylor del formalismo convencional (Rξ gauge), en las cuales habitualmente se relacionan campos no fı́sicos de fantasmas. Como ejemplo de la aplicación del BFM electrodebil al ME, hemos calculado explı́citamente la carga y el momento magnético del neutrino. Además, probamos por cómputo directo la transversalidad de la autoenergı́a γB ZB en el BFM electrodebil [identidad de Ward (5.7b)]. Finalmente, por completes con este trabajo introductorio, listamos todas las reglas de Feynman de la teorı́a en la norma de ’t HooftFeynman (ξQ = 1). Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 168 LUIS G. CABRAL-ROSETTI F IGURA 3 Parte bosónica de la autoenergı́a γB ZB en el BFM electrodebil. Hemos dejado de lado algunos aspectos (no por ello menos importantes) del formalismo BFM electrodebil, debido al carácter introductorio de este trabajo. Como por ejemplo, la renormalizabilidad de la teorı́a en el llamado esquema de renormalización sobre la capa de masas (on-shell scheme) y la construcción explı́cita de las constantes de renormalización. Dejamos el lector interesado, que revise estos y otros aspectos importantes de la teorı́a en los trabajos originales [13, 14, 24, 25]. En conclusión, el BFM electrodebil nos proporciona un marco teórico alternativo para cuantizar teorı́as de norma como el ME. Que en comparación con el formalismo convencional, tiene diferentes ventajas tanto técnicas como conceptuales. Agradecimientos Deseo expresar mi profundo agradecimiento a G. Weiglein por permitirme reproducir aquı́ las reglas de Feynman del BFM electrodebil (ver la primera cita de la Ref. 13). De igual manera quiero agradecer a J. C. López-Vieyra del Instituto de Ciencias Nucleares de la UNAM (ICN-UNAM) y a Alfonso Rosado del Instituto de Fı́sica de la Benemérita Universidad Autónoma de Puebla (IF-BUAP), la lectura crı́tica de este trabajo. El presente trabajo ha sido apoyado en parte por el Programa de Apoyo a Proyectos de Investigación e Inovación Tecnológica PAPIIT) de la DGAPA-UNAM (Proyecto No. IN109001) y en parte por el Proyecto de Instalación del CoNaCyT (Proyecto No. I37307-E). Apéndices A. Reglas de Feynman del BFM electrodebil En este Apéndice, listamos todas reglas de Feynman del BFM electrodebil en la norma de ’t Hooft-Feynman (ξQ = ξQW = ξQB = 1). Para ello, escribimos los vértices con sus diferentes inserciones de campos, ası́ como los diferentes contratérminos. Dichas reglas han sido tomadas de las Refs. 13 y 25, las cuales son válidas para cualquier valor del parámetro de norma ξQ . En estas reglas de Feynman, no incluimos el término que fija la norma (gauge fixing) para los campos de fondo; esto es debido a que tales términos únicamente son relevantes para la construcción de funciones de Green conexas y para los elementos de la matriz S. Dicho término que fija la norma puede ser elegido independientemente [20] del término que fija la norma de los campos cuánticos. Gracias a esta libertad, Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL es posible elegir dicho término, ya sea como un Rξ gauge (lineal o no lineal), en este último caso, los propagadores de los campos de fondo tomarán la misma forma que los propagadores cuánticos. Los campos de fondo serán denotados por b mientras que los campos un acento circunflejo (Vb , S), 169 cuánticos no llevarán ningún acento (V , S, G), con excepción de los campos fermiónicos (F ) que en el BFM electrodebil son tanto cuánticos como de fondo 6 . Por comodidad, usaremos la notación: s = sW = sen θW y c = cW = cos θW . A 1.. Contratérminos Tadpole: S ¶ ¶ S b H = iδt. (A.1) Contratérmino para Vb Vb : Vb1,µ , k i h = i (−gµν k 2 + kµ kν )C1 + gµν C2 Vb2,ν S ¶ ¶ S (A.2) con los valores de Vb1 , Vb2 y C1 , C2 dados por: Vb1 Vb2 C1 c+W c− W bZb Z bZb A bA b A δZW c δZZbZb 1 bZ b 2 δZA δZAbAb 0 0 2 2 2 2 C2 MW δZW bZ b + δMZ c + δMW MZ δZZ (A.3) b Contratérmino para Vb S: Vbµ , k Sb S ¶ ¶ S = ikµ CδZHb (A.4) con los valores de Vb , Sb y C dados por c ± φb∓ Zbχ Vb Sb W b (A.5) C ±MW iMZ b Contratérmino para SbS: Sb1 , k Sb2 S ¶ ¶ S h i = i δZHb k 2 − C (A.6) con los valores de Sb1 , Sb2 y C dados por Sb1 Sb2 bH b H χ bχ b, φbφb (A.7) e δt C MH2 δZHb + δMH2 − 2s MW 6 A diferencia del formalismo convencional (el llamado R gauge), la ξ dependencia explı́cita con el parámetro de norma en el BFM electrodebil, aparece tanto en los propagadores, como en los vértices trilineales de los campos de norma, ver las Refs. 13,25 Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 170 LUIS G. CABRAL-ROSETTI Contratérmino para F F̄ : F1 , p - S ¶ ¶ S - F̄2 i h = i CL6 p ω− + CR6 p ω+ − CS (A.8) con los valores de F1 , F̄2 y CL , CR , CS dados por F1 F̄2 f f¯ CL δZfL CR δZfR (A.9) ³ ´ CS mf 21 δZfL + δZfR + δmf La forma explı́cita de los diferentes contratérminos en función de las autoenergı́as a ser calculadas, están dados al final en A.6 (Constantes de renormalización). A 2.. Acoplamientos de los campos de fondo A nivel árbol, los vértices de los campos de fondo son idénticos a los que aparecen en el formalismo convencional (Rξ gauge) (ver la Ref. 14). En los vértices todos los momentos de los campos son considerados entrantes. Acoplamiento para Vb Vb Vb Vb : Vb1,µ Vb3,ρ i h = ie2 C 2gµν gσρ − gνρ gµσ − gρµ gνσ (1 + δZW c) s Vb2,ν (A.10) Vb4,σ con los valores de Vb1 , Vb2 , Vb3 , Vb4 y C dados por c+W c+W c−W c− W c+W c − ZbZb W c+W c−A bZb W c+W c−A bA b Vb1 Vb2 Vb3 Vb4 W 2 1 s2 C − sc2 c s −1 (A.11) Acoplamiento para Vb Vb Vb : Vb2,ν , k2 Vb1,µ , k1 h = −ieC gµν (k2 − k1 )ρ + gνρ (k3 − k2 )µ i + gρµ (k1 − k3 )ν (1 + δZW c) s (A.12) Vb3,ρ , k3 con los valores de Vb1 , Vb2 , Vb3 y C dados por bW c+W c − ZbW c+W c− Vb1 Vb2 Vb3 A C 1 (A.13) − sc Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL 171 b Acoplamiento para SbSbSbS: Sb1 Sb3 " δMH2 e δt = ie C 1 + + + δZHb MH2 2s MW MH2 s # 2 Sb2 (A.14) Sb4 con los valores de Sb1 , Sb2 , Sb3 , Sb4 y C dados por bH bH b H, b χ bH bχ bH b φb+ φb− , χ Sb1 Sb2 Sb3 Sb4 H bχ bχ bχ bH bχ b, H bχ bφb+ φb− φb+ φb− φb+ φb− M2 M2 − 4s32 M 2H C W (A.15) M2 − 4s12 M 2H − 2s12 M 2H W W b Acoplamiento para SbSbS: Sb2 " Sb1 δMH2 e δt = ieC 1 + + + δZHb MH2 2s MW MH2 s # (A.16) Sb3 con los valores de Sb1 , Sb2 , Sb3 y C dados por bH bH b H bχ b φb+ φb− H bχ b, H Sb1 Sb2 Sb3 M2 (A.17) M2 3 H C − 2s MW 1 H − 2s MW b Acoplamiento para Vb Vb SbS: Vb1,µ Sb1 s = ie2 gµν C(1 + δZHb ) Vb2,ν (A.18) Sb2 con los valores de Vb1 , Vb2 , Sb1 , Sb2 y C dados por bH b W c+W c−H b H, b W c+W c − φb+ φb− A bA bφb+ φb− ZbA bφb+ φb− ZbZ bφb+ φb− Vb1 Vb2 Sb1 Sb2 ZbZbH c+W c−χ ZbZbχ bχ b W bχ b C 1 2c2 s2 1 2s2 2 −c 2 −s2 cs (c2 −s2 )2 2c2 s2 y c±A bφb∓ H b W c±A bφb∓ χ c ± Zbφb∓ H b W c ± Zbφb∓ χ Vb1 Vb2 Sb1 Sb2 W bW b C 1 − 2s i ∓ 2s 1 − 2c i ∓ 2c Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 (A.19) 172 LUIS G. CABRAL-ROSETTI b Acoplamiento para Vb SbS: Sb1 , k1 Vbµ s = ieC(k1 − k2 )µ (1 + δZHb ) (A.20) Sb2 , k2 con los valores de Vb , Sb1 , Sb2 y C dados por b A bφb+ φb− Zbφb+ φb− W c ± φb∓ H b W c ± φb∓ χ Vb Sb1 Sb2 Zbχ bH b i C − 2cs −1 c2 −s2 2cs 1 ∓ 2s i − 2s (A.21) Acoplamiento para SbVb Vb : Vb1,µ Sb s = iegµν C(1 + δZHb ) (A.22) Vb2,ν b Vb1 , Vb2 y C dados por con los valores de S, SbVb1 Vb2 C bZ bZb H bW c+W c − φb± W c∓A b φb± W c ∓ Zb H 1 c2 s MW 1 s MW −MW − sc MW (A.23) Acoplamiento para Vb F̄ F : Vbµ F̄1 ½½ > ½ s ½ ZZ } Z Z F2 h = ieγµ CL ω− (1 + δZFL1 ) ³ ´i + CR ω+ 1 + 21 (δZFR1 + δZFR2 ) (A.24) con los valores de Vb , F̄1 , F2 y CR , CL dados por bf¯f Vb F̄1 F2 A CL −Qf CR −Qf Zbf¯f 3 IW,f −s2 Qf cs s − c Qf c + f¯u fd , W c − f¯d fu W √1 2s 0 Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 (A.25) INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL 173 Acoplamiento para SbF̄ F : F̄1 ½ ½ ½ > s ½ ZZ Z } Z F2 Sb à " ! δmF1 1 L 1 R = ie CL ω− 1 + + δZF1 + δZF1 m F1 2 2 à !# δmF2 1 L 1 R + CR ω+ 1 + + δZF1 + δZF2 mF2 2 2 (A.26) b F̄1 , F2 y CR , CL dados por con los valores de S, b f¯f H SbF̄1 F2 χ bf¯f m φb+ f¯u fd φb− f¯d fu m m mfu fd f f 1 1 3 √1 √1 CL − 2s MW −i 2s 2IW,f MW + 2s MW − 2s MW 1 mf CR − 2s MW mf 1 3 i 2s 2IW,f MW m − √12s MfWd (A.27) m + √12s MfWu bH b H, b Notemos que, en contraste con el formalismo convencional, no se necesitan contratérminos para los acoplamientos ZbA b b b b b b b Z Ab χχ b, Ab χH y H Z A. A 3.. Acoplamientos entre los campos cuánticos y de fondo Debido a que el término que fija la norma es cuadrático en los campos cuánticos, además de los vértices que relacionan los campos de fantasmas, únicamente vértices que contienen exactamente dos campos cuánticos son diferentes del formalismo convencional. De esta manera, los otros vértices que relacionan campos cuánticos tienen a nivel árbol, la misma forma como los vértices de fondo “puros” dados antes. Dichas inserciones de los campos cuánticos pueden ser obtenidas de los vértices de fondo, formando todas las posibles combinaciones de campos cuánticos y campos de fondo; por ejemplo, es posible inferir c + W − AZ, W + W c − AZ, W + W − AZ b y W + W − AZb como la inserción para el acoplamiento los diversos acoplamientos para W + c− b b b c V V V V que proviene de W W AZ. b V, Algunos de los vértices conteniendo dos campos cuánticos tienen las reglas de Feynman usuales. Ellos son Vb Vb SS, SbSV b b V SS y SV V . De aquı́ en adelante, daremos aquellas formas genéricas de las inserciones que difieren del formalismo convencional. Debemos notar sin embargo, que algunas de las inserciones que aparecen aquı́, no tienen contraparte en el formalismo convencional. Acoplamiento para Vb Vb V V : El acoplamiento para Vb Vb V V tiene dos formas genéricas dependiendo de las inserciones de los campos, Vb1,µ V3,ρ i h = ie2 C 2gµν gρσ s Vb2,ν (A.28) V4,σ para las inserciones c±W c ± W ∓ W ∓ ZbZW b +W − A bZW b +W − A bAW b +W − Vb1 Vb2 V3 V4 W c+W c − ZZ W c+W c − AZ W c+W c − AA W C 1 s2 2 − sc2 c s (A.29) −1 y como i h ie2 C 2gµρ gνσ − gµν gρσ − 2gµσ gνρ Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 (A.30) 174 LUIS G. CABRAL-ROSETTI para las inserciones c+W c−W +W − W c ± ZW b ∓Z W c ± AW b ∓Z W c ± AW b ∓A Vb1 Vb2 V3 V4 W c ± ZW b ∓A W 2 − sc2 1 s2 C c s (A.31) −1 Acoplamiento para Vb V V : V2,ν , k2 Vb1,µ , k1 h = −ieC gνρ (k3 − k2 )µ + gµν (k2 − k1 + k3 )ρ i + gρµ (k1 − k3 − k2 )ν s (A.32) V3,ρ , k3 con los valores de Vb1 , V2 , V3 y C dados por b +W −, W c + W − A, W c − AW + ZW b +W −, W c + W − Z, W c − ZW + Vb1 V2 V3 AW C − sc 1 (A.33) b Acoplamiento para SbSSS: Sb1 S3 s = ie2 C Sb2 (A.34) S4 con los valores reales de Sb1 , Sb2 , S3 , S4 y C dados por b HHH b Sb1 Sb2 S3 S4 H b Hχχ b H χ bχ bχχ C M2 − 4s32 M 2H W b Hφ b + φ− φb+ φb− HH, H bχ bφ+ φ− φb+ φb− χχ, χ bχ H bHχ χ bχ bHH M2 − 4s12 M 2H W − 1 2c2 s2 M2 − 4s12 M 2H + W M2 1 4c2 s2 − 4s12 M 2H − W 1 2s2 y Sb1 Sb2 S3 S4 C b ∓H φb± Hφ bφ∓ χ φb± χ M2 − 4s12 M 2H W + 1 4s2 φb+ φb− φ+ φ− M2 − 2s12 M 2H W − 1 4c2 s2 φb± φb± φ∓ φ∓ M2 − 2s12 M 2H W + b ∓χ φb± Hφ bφ± H φb∓ χ 1 2c2 s2 Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 ∓ 4ci 2 (A.35) INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL 175 b Acoplamiento para SSS: S2 Sb1 s = ieC (A.36) S3 con los valores de Sb1 , S2 , S3 y C dados por Sb1 S2 S3 b HHH b Hχχ 2 MH 2 MH 3 1 C − 2s MW − 2s MW − b + φ− Hφ χ bHχ MW c2 s 2 MH 1 − 2s MW + MW 2c2 s M2 1 H − 2s MW − MW s y φb± φ∓ H Sb1 S2 S3 2 MH 1 C − 2s MW + MW 2s φb± φ∓ χ (A.37) ∓iMW 2cs2 b Acoplamiento Vb V SS: Vb1,µ Sb1 s = ie2 gµν C V2,ν (A.38) S2 con los valores de Vb1 , V2 , Sb1 , S2 y C dados por b HH b W c ± W ∓ HH b W c ± W ∓ φb∓ φ± AA b φb± φ∓ ZA b φb± φ∓ ZZ b φb± φ∓ Vb1 V2 Sb1 S2 ZZ b χ c±W ∓χ b φb± φ∓ ZZ bχ W bχ AZ C 1 2c2 s2 1 2s2 1 s2 2 −c 2 −s2 cs (c2 −s2 )2 2c2 s2 y c ± AHφ b ∓ W c ± Ab c ± Z φb∓ H W c ± Z φb∓ χ W c ± Z Hφ b ∓ W c±Z χ Vb1 V2 Sb1 S2 W χφ∓ W bφ∓ b ± φb∓ H AW b ± φb∓ χ ZW b ± Hφ b ∓ ZW b ±χ b ± φb∓ H ZW b ± φb∓ χ AW bφ∓ ZW C − 1s ∓ si 1 − 2cs 2 i ∓ 2cs 2 c2 −s2 2cs2 2 2 −s ±i c2cs 2 y c±W ∓χ Vb1 V2 Sb1 S2 W bH c ∓ W ± Hχ b W C (A.39) ± 2si 2 Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 176 LUIS G. CABRAL-ROSETTI b Acoplamiento para V SS: Sb1 , k1 Vµ s = ie2k1,µ C (A.40) S2 , k 2 con los valores de V , Sb1 , S2 y C dados por b Aφb± φ∓ Z φb± φ∓ W ± φb∓ H, W ∓ Hφ b ± W ± φb∓ χ W ± χ V Sb1 S2 Z χ bH Z Hχ bφ∓ i C − 2cs i 2cs ∓1 2 −s ± c 2cs 2 1 ∓ 2s i − 2s i 2s (A.41) Acoplamiento para S Vb V : Vb1,µ S s = iegµν C (A.42) V2,ν con los valores de S, Vb1 , V2 y C dados por S Vb1 V2 C b c ± W ∓ χW c ± W ∓ φ± W c ∓ A φ± W c ∓ Z φ± ZW b ∓ H ZZ HW 1 c2 s MW 1 s MW ∓ si MW −2MW c2 −s2 cs MW 1 − cs MW (A.43) A 4.. Acoplamientos con campos de fantasmas Como antes, los vértices de campos cuánticos, tienen las reglas de Feynaman usuales. Acoplamiento para Vb ḠG: Ḡ1 , k1 pp pp pp p> pspp pp p }p p p p Vbµ = ie(k1 − k2 )µ C (A.44) G2 , k2 con los valores de Vb , Ḡ1 , G2 y C dados por b ± u± , W c ± ūA u∓ , W c ∓ ū∓ uA Zbū± u± , W c ± ūZ u∓ , W c ∓ ū∓ uZ Vb Ḡ1 G2 Aū C ±1 ∓ sc Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 (A.45) INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL 177 Acoplamiento para V ḠG: Ḡ1 , k1 pp pp Vµ pspp pp p> pp p }p p p = iek1,µ C (A.46) p G2 , k2 con los valores de V , Ḡ1 , G2 y C dados como en (A.45). Acoplamiento para Vb Vb ḠG: Vb1,µ Ḡ1 pp p p p p p> pspp pp p }p p p p Vb2,ν = ie2 gµν C (A.47) G2 con los valores de Vb1 , Vb2 , Ḡ1 , G2 y C dados por c±W c ± ū± u∓ W c+W c − ūA uA W c+W c − ūA uZ , A bZbū± u± W c+W c − ūZ uZ Vb1 Vb2 Ḡ1 G2 W bAū b ± u± W c+W c − ūZ uA A ZbZbū± u± C − s22 −2 sc 2 2 2 sc2 (A.48a) y c+W c − ū± u± A bW c ± ū± uA Vb1 Vb2 Ḡ1 G2 W bW c ± ūA u∓ A c ± ū± uA , A bW c ± ū± uZ ZbW c ± ūA u∓ , A bW c ± ūZ u∓ ZbW c ± ū± uZ ZbW c ± ūZ u∓ ZbW 1 s2 c s − sc2 C −1 2 (A.48b) Acoplamiento para Vb V ḠG: Vb1,µ Ḡ1 pp p p pp>p pspp pp p }p p p p V2,ν = ie2 gµν C (A.49) G2 con los valores de Vb1 , Vb2 , Ḡ1 , G2 y C dados por c ± W ± ū± u∓ W c ± W ∓ ūA uA Vb1 V2 Ḡ1 G2 W b ± u± AAū C − s12 1 c ± W ∓ ūA uZ , AZ b ū± u± W c ± W ∓ ūZ uZ W c±W c ∓ ūZ uA , ZAū b ± u± ZZ b ū± u± W − sc Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 c2 s2 178 LUIS G. CABRAL-ROSETTI y c ± W ∓ ū± u± AW b ± ū± uA ZW b ± ū± uA , AW b ± ū± uZ ZW b ± ū± uZ Vb1 V2 Ḡ1 G2 W c ± AūA u∓ W c ± Z ūA u∓ , W c ± AūZ u∓ W c ± Z ūZ u∓ W 1 s2 C −1 (A.50) 2 − sc2 c s Acoplamiento para SbḠG: Ḡ1 p pp p pp p> pspp pp p }p p p p Sb = ieC (A.51) G2 b Ḡ1 , G2 y C dados por con los valores de S, b ūZ uZ H b ū± u± φb± ū± uA , φb± ūA u∓ φb± ū± uZ , φb± ūZ u∓ SbḠ1 G2 H C − c21s MW − 1s MW (A.52) s c MW MW Acoplamiento para S ḠG: Ḡ1 p pp p pp p> pspp pp p }p p S = ieC (A.53) pp G2 con los valores de S, Ḡ1 , G2 y C dados por S Ḡ1 G2 H ūZ uZ H ū± u± χū± u± φ± ū± uA 1 i C − 2c12 s MW − 2s MW ∓ 2s MW MW φ± ū± uZ 2 2 −s − c 2cs MW φ± ūZ u∓ (A.54) 1 2cs MW Acoplamiento para SbSbḠG: Sb1 Ḡ1 p pp p pp p> pspp pp p }p p p p Sb2 = ie2 C (A.55) G2 con los valores de Sb1 , Sb2 , Ḡ1 , G2 y C dados por bH b ūZ uZ H bH b ū± u±, φb+ φb− ū± u± φb+ φb− ūA uA φb+ φb− ūA uZ φb+ φb− ūZ uZ Sb1 Sb2 Ḡ1 G2 H χ bχ būZ uZ χ bχ bū± u± φb+ φb− ūZ uA C − 2c21s2 − 2s12 −2 c2 −s2 cs Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 2 2 2 ) − (c2c−s 2 s2 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL 179 y b φb± ū± uA χ Sb1 Sb2 Ḡ1 G2 H bφb± ū± uA b ūA u∓ φb± χ φb± H būA u∓ C 1 2s b φb± ū± uZ χ H bφb± ū± uZ b ūZ u∓ φb± χūZ u∓ φb± H i ∓ 2s 1 2c (A.56) 1 ∓i 2c b ḠG: Acoplamiento para SS Sb1 Ḡ1 pp p p p p p> pspp pp p }p p p p S2 = ie2 C (A.57) G2 con los valores de Sb1 , S2 , Ḡ1 , G2 y C dados por b ūZ uZ HH b ū± u± φb± φ∓ ū± u± φb± φ∓ ūA uA φb± φ∓ ūA uZ φb± φ∓ ūZ uZ Sb1 S2 Ḡ1 G2 HH χ bχūZ uZ χ bχū± u± φb± φ∓ ūZ uA C − 4c21s2 − 4s12 − 2s12 −1 c2 −s2 2cs 2 2 2 ) − (c4c−s 2 s2 y b ± ū± uA χ b ± ū± uZ Hφ b ± ūZ u∓ χ Sb1 S2 Ḡ1 G2 Hφ bφ± ū± uA Hφ bφ± ū± uZ χ bφ± ūZ u∓ φb± H ūA u∓ φb± χūA u∓ φb± H ūZ u∓ φb± H ū± uZ φb± χūZ u∓ φb± χū± uZ C 1 2s 2 i ∓ 2s 2 −s − c4cs 2 1 4cs2 2 2 −s ±i c4cs 2 i ∓ 4cs 2 y b ± u± Sb1 S2 Ḡ1 G2 Hχū χ bH ū∓ u∓ C (A.58) ∓ 4si 2 A 5.. Propagadores de los campos cuánticos Bosones de Norma: V = A, Z, W (MA = 0) Vµ s k · s Vν = −i gµν k 2 − MV2 ¸ = Vµν (k) (A.59) Fantasmas de Faddeev–Popov: G = uA , uZ , u± (MuA = 0, MuZ = MZ , Mu± = MW ) k p p p p p p sp Ḡ G sp p p p - = i 2 = G(k) k 2 − MG (A.60) Campos Escalares: S = H, χ, φ (Mχ = MZ , Mφ = MW ) S s k sS = i = S(k) k 2 − MS2 Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 (A.61) 180 LUIS G. CABRAL-ROSETTI Campos Fermiónicos: F =f p - F s sF̄ = i(6 p + mF ) = F (k) p2 − m2F (A.62) A 6.. Constantes de renormalización Contratérminos en función de las diferentes autoenergı́as: δZZbAb = 0. (A.63) ¯ bA b 2 ¯ (k ) ¯ ∂ΣA T δZAbAb = −2δZe = − ¯ ¯ ∂k 2 . (A.64) δZHb = δZχb = δZφb = Re ΣH (MH2 ). (A.65) k2 =0 bb Z (MZ2 ) ΣA T , MZ2 ¯ bb ∂ΣTZ Z (k 2 ) ¯¯ = − Re ¯ ¯ 2 ∂k 2 δZAbZb = −2 Re δZZbZb k ¯ ∂ΣT (k 2 ) ¯¯ = − Re ¯ ¯ ∂k 2 , 2 =MZ cW c W δZW c δZe = 2 δMW = δMZ2 = δMH2 = δmf = , 2 k2 =MW ¯ bA b 2 ¯ 1 ∂ΣA (k ) ¯ T , ¯ ¯ 2 2 ∂k 2 k =0 ³ ´ cW c W 2 Re ΣT (MW ) , ³ ´ bZ b 2 Re ΣZ T (MZ ) , ³ ´ bH b 2 Re ΣH (M ) , T H h ¯ i 1 ¯ ¯ mf Re ΣfLf (m2f ) + ΣfRf (m2f ) + 2ΣfSf (m2f ) , 2 b δt = −T H (tadpole). δZfL δZfRu δZfRd (A.66) ³ ¯ ´¯¯ ∂ fd fd 2 f¯d fd 2 f¯d fd 2 ¯ = − Re ΣL (k ) + ΣR (k ) + 2ΣS (k ) ¯ , ∂k 2 k2 =m2f d ³ ¯ ´¯¯ ∂ f¯u fu fu fu 2 f¯u fu 2 f¯u fu 2 ¯ 2 2 = − Re ΣR (mfu ) − mfu 2 Re ΣL (k ) + ΣR (k ) + 2ΣS (k ) ¯ , ∂k k2 =m2fu ³ ¯ ´¯¯ ∂ ¯ ¯ f¯d fd 2 = − Re ΣfRd fd (m2fd ) − m2fd 2 Re ΣLfd fd (k 2 ) + ΣR (k ) + 2ΣSfd fd (k 2 ) ¯¯ . ∂k k2 =m2 ¯ − Re ΣLfd fd (m2fd ) m2fd fd (A.67) Rev. Mex. Fı́s. 48 (2) (2002) 155–181 INTRODUCCIÓN AL MODELO ESTÁNDAR EN EL BACKGROUND FIELD METHOD ELECTRODEBIL 1. S. L. Glashow, Ph. D. Thesis. Harvard University (1958); S. L. Glashow, Nucl. 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