[{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BlogPosting","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki15\/2020\/12\/23\/chirale-symmetrie-brechen-wikipedia\/#BlogPosting","mainEntityOfPage":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki15\/2020\/12\/23\/chirale-symmetrie-brechen-wikipedia\/","headline":"Chirale Symmetrie brechen – Wikipedia","name":"Chirale Symmetrie brechen – Wikipedia","description":"before-content-x4 In der Teilchenphysik chirale Symmetrie brechen ist das spontane Aufbrechen der Symmetrie einer chiralen Symmetrie – normalerweise durch eine","datePublished":"2020-12-23","dateModified":"2020-12-23","author":{"@type":"Person","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki15\/author\/lordneo\/#Person","name":"lordneo","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki15\/author\/lordneo\/","image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","url":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/44a4cee54c4c053e967fe3e7d054edd4?s=96&d=mm&r=g","height":96,"width":96}},"publisher":{"@type":"Organization","name":"Enzyklop\u00e4die","logo":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","width":600,"height":60}},"image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/wikimedia.org\/api\/rest_v1\/media\/math\/render\/svg\/de8c8fe0afd9f3b847ffaa526be3f13873c1c0aa","url":"https:\/\/wikimedia.org\/api\/rest_v1\/media\/math\/render\/svg\/de8c8fe0afd9f3b847ffaa526be3f13873c1c0aa","height":"","width":""},"url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki15\/2020\/12\/23\/chirale-symmetrie-brechen-wikipedia\/","wordCount":6324,"articleBody":"     (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});before-content-x4In der Teilchenphysik chirale Symmetrie brechen ist das spontane Aufbrechen der Symmetrie einer chiralen Symmetrie – normalerweise durch eine Eichentheorie wie die Quantenchromodynamik, die Quantenfeldtheorie der starken Wechselwirkung.  Yoichiro Nambu erhielt 2008 den Nobelpreis f\u00fcr Physik f\u00fcr die Beschreibung[1]    dieses Ph\u00e4nomen (“zur Entdeckung des Mechanismus der spontanen gebrochenen Symmetrie in der subatomaren Physik”).  Table of Contents\u00dcberblick[edit]Quantenchromodynamik[edit]Massenerzeugung[edit]Fermionkondensat[edit]Zwei-Quark-Modell[edit]Pseudo-Goldstone-Bosonen[edit]Drei-Quark-Modell[edit]Schwer-leichte Mesonen[edit]Siehe auch[edit]Verweise[edit]\u00dcberblick[edit]Quantenchromodynamik[edit]Experimentell wird beobachtet, dass die Massen des Oktetts pseudoskalarer Mesonen (wie das Pion) viel leichter sind als die n\u00e4chst schwereren Zust\u00e4nde wie das Oktett der Vektormesonen wie Rho-Meson.Dies ist eine Folge der spontanen Symmetriebrechung der chiralen Symmetrie in einem Fermion-Sektor von QCD mit 3 Geschmacksrichtungen von leichten Quarks. u, d und s.  Eine solche Theorie f\u00fcr idealisierte masselose Quarks ist global SU(3) \u00d7 SU(3) chirale Geschmackssymmetrie.  Unter SSB ist dies spontan gebrochen zum diagonalen Geschmack SU(3) Untergruppe, die acht Nambu-Goldstone-Bosonen erzeugt, bei denen es sich um pseudoskalare Mesonen handelt, die sich als Oktettdarstellung dieses Geschmacks transformieren SU(3).  \u00dcber diese Idealisierung masseloser Quarks hinaus brechen die tats\u00e4chlichen kleinen Quarkmassen auch die chirale Symmetrie ausdr\u00fccklich auch (Bereitstellung nicht verschwindender Teile f\u00fcr die Divergenz chiraler Str\u00f6me, \u00fcblicherweise als PCAC bezeichnet: teilweise konservierte axiale Str\u00f6me).  Die Massen des pseudoskalaren Mesonenoktetts werden durch eine Erweiterung der Quarkmassen spezifiziert, die unter dem Namen chirale St\u00f6rungstheorie bekannt ist.  Die interne Konsistenz dieses Arguments wird weiter durch Gitter-QCD-Berechnungen \u00fcberpr\u00fcft, die es erm\u00f6glichen, die Quarkmasse zu variieren und zu best\u00e4tigen, dass die Variation der pseudoskalaren Massen mit den Quarkmassen der chiralen St\u00f6rungstheorie entspricht, effektiv als Quadratwurzel von die Quarkmassen.F\u00fcr die drei schweren Quarks: den Charm-Quark, den Bottom-Quark und den Top-Quark sind ihre Massen und damit das explizite Brechen dieser Quark viel gr\u00f6\u00dfer als die QCD-Skala f\u00fcr das Brechen der spontanen chiralen QCD-Symmetrie.  Sie k\u00f6nnen daher nicht als kleine St\u00f6rung um die explizite Symmetriegrenze behandelt werden.Massenerzeugung[edit]Das Brechen der chiralen Symmetrie zeigt sich am deutlichsten bei der Massenerzeugung von Nukleonen aus elementareren Lichtquarks, die ungef\u00e4hr 99% ihrer kombinierten Masse als Baryon ausmachen.  Es macht somit den gr\u00f6\u00dften Teil der Masse aller sichtbaren Materie aus.[2]  Zum Beispiel im Proton der Masse mp  \u2248 938 MeV, die Valenzquarks, zwei Up-Quarks mit mu  \u2248 2,3 MeV und ein Down Quark mit md  \u2248 4,8 MeV tragen nur etwa 9,4 MeV zur Masse des Protons bei.  Die Quelle des Hauptteils der Protonenmasse ist die Bindungsenergie der Quantenchromodynamik, die sich aus dem Brechen der chiralen QCD-Symmetrie ergibt.[3]Fermionkondensat[edit]Das spontane Aufbrechen der Symmetrie kann analog zur Magnetisierung beschrieben werden.  Ein Vakuumkondensat bilinearer Ausdr\u00fccke, an denen die Quarks im QCD-Vakuum beteiligt sind, ist als Fermionkondensat bekannt.Es kann berechnet werden als\u27e8q\u00afR.einqL.b\u27e9=v\u03b4einb ,{ displaystyle  langle { bar {q}} _ {R} ^ {a} q_ {L} ^ {b}  rangle = v  delta ^ {ab} ~,}gebildet durch nicht st\u00f6rende Wirkung von QCD-Gluonen, mit v \u2248 – (250 MeV)3.  Dies kann nicht unter einem isolierten aufbewahrt werden L. oder R. Drehung.  Die Pionzerfallskonstante, f\u03c0  \u2248 93 MeV k\u00f6nnen als Ma\u00df f\u00fcr die St\u00e4rke des Aufbrechens der chiralen Symmetrie angesehen werden.[4]Zwei-Quark-Modell[edit]F\u00fcr zwei leichte Quarks, den Up-Quark und den Down-Quark, bietet der QCD Lagrangian Einblick.  Die Symmetrie des QCD Lagrangian hei\u00dft chirale Symmetrie beschreibt die Invarianz in Bezug auf eine Symmetriegruppe U.((2)L.\u00d7U.((2)R.{ displaystyle U (2) _ {L}  times U (2) _ {R}}.  Diese Symmetriegruppe betr\u00e4gtS.U.((2)L.\u00d7S.U.((2)R.\u00d7U.((1)V.\u00d7U.((1)EIN .{ displaystyle SU (2) _ {L}  mal SU (2) _ {R}  mal U (1) _ {V}  mal U (1) _ {A} ~.}Das durch nicht st\u00f6rende starke Wechselwirkungen induzierte Quarkkondensat bricht spontan das S.U.((2)L.\u00d7S.U.((2)R.{ displaystyle SU (2) _ {L}  times SU (2) _ {R}}  bis zur diagonalen Vektor-Untergruppe SU (2)V., bekannt als Isospin.  Die resultierende effektive Theorie der Baryonen-gebundenen Zust\u00e4nde von QCD (die Protonen und Neutronen beschreibt) hat dann Massenterme f\u00fcr diese, die durch die urspr\u00fcngliche lineare Realisierung der chiralen Symmetrie nicht zul\u00e4ssig sind, aber durch die so erzielte spontan gebrochene nichtlineare Realisierung erm\u00f6glicht werden der starken Wechselwirkungen.[5][6]Die Nambu-Goldstone-Bosonen, die den drei kaputten Generatoren entsprechen, sind die drei Pionen, geladen und neutral.  Der n\u00e4chste Abschnitt beschreibt, wie ein kleiner expliziter Bruch im Lagrange diesen drei Pionen eine kleine Masse verleiht.Pseudo-Goldstone-Bosonen[edit]Pseudo-Goldstone-Bosonen entstehen in einer Quantenfeldtheorie mit beide spontanes und explizites Brechen der Symmetrie gleichzeitig.  Diese beiden Arten der Symmetriebrechung treten typischerweise getrennt und auf unterschiedlichen Energieskalen auf und es wird nicht angenommen, dass sie aufeinander beruhen.Ohne explizites Brechen w\u00fcrde ein spontanes Brechen der Symmetrie zu masselosen Nambu-Goldstone-Bosonen f\u00fcr die exakt spontan gebrochenen chiralen Symmetrien f\u00fchren.  Die diskutierten chiralen Symmetrien sind jedoch aufgrund ihrer Natur nur ungef\u00e4hre Symmetrien klein explizites Brechen.Das explizite Aufbrechen der Symmetrie erfolgt auf einer kleineren Energieskala.  Die Eigenschaften dieser Pseudo-Goldstone-Bosonen k\u00f6nnen normalerweise unter Verwendung der chiralen St\u00f6rungstheorie berechnet werden, wobei die exakt symmetrische Theorie in Bezug auf die expliziten Symmetriebrechungsparameter erweitert wird.  Insbesondere muss die berechnete Masse klein sein,[7]m\u03c0  \u2248 \u221avmq  \/. f\u03c0 .Drei-Quark-Modell[edit]F\u00fcr drei leichte Quarks, den Up-Quark, den Down-Quark und den seltsamen Quark, zersetzen sich die geschmacklich-chiralen Symmetrien, die die oben diskutierten erweitern, ebenfalls zu Gell-Manns[8]S.U.((3)L.\u00d7S.U.((3)R.\u00d7U.((1)V.\u00d7U.((1)EIN{ displaystyle SU (3) _ {L}  mal SU (3) _ {R}  mal U (1) _ {V}  mal U (1) _ {A}}.Die spontan gebrochenen chiralen Symmetriegeneratoren bilden den Coset-Raum ((S.U.((3)L.\u00d7S.U.((3)R.)\/.S.U.((3)V.{ displaystyle (SU (3) _ {L}  times SU (3) _ {R}) \/ SU (3) _ {V}}.  Dieser Raum ist keine Gruppe und besteht aus den acht axialen Generatoren, die den acht leichten pseudoskalaren Mesonen entsprechen, dem nichtdiagonalen Teil von S.U.((3)L.\u00d7S.U.((3)R.{ displaystyle SU (3) _ {L}  times SU (3) _ {R}}.Die verbleibenden acht ungebrochenen Vektoruntergruppengeneratoren bilden die offensichtlichen Standard-Geschmackssymmetrien “Achtfacher Weg”. SU (3)V..Schwer-leichte Mesonen[edit]Mesonen, die einen schweren Quark wie Charme (D-Meson) oder Sch\u00f6nheit und einen leichten Anti-Quark (entweder oben, unten oder seltsam) enthalten, k\u00f6nnen als Systeme angesehen werden, in denen der leichte Quark durch die gluonische Kraft an “gebunden” wird der feste schwere Quark, wie eine Kugel, die an einer Stange befestigt ist.  Das Brechen der chiralen Symmetrie verursacht dann die Grundzust\u00e4nde der S-Welle ((0– –,1– –){ displaystyle (0 ^ {-}, 1 ^ {-})}  (rotierenpeinrichty{ displaystyle ^ {parity}}) von angeregten Zust\u00e4nden des p-Wellen-Parit\u00e4tspartners getrennt werden ((0+,1+){ displaystyle (0 ^ {+}, 1 ^ {+})}  durch eine gemeinsame “Massenl\u00fccke” \u0394M.{ displaystyle  Delta M}.1993 untersuchten William A. Bardeen und Christopher T. Hill die Eigenschaften dieser Systeme, wobei sowohl die Symmetrie schwerer Quarks als auch die chiralen Symmetrien leichter Quarks in einer Nambu-Jona-Lasinio-Modelln\u00e4herung implementiert wurden.[9]    Dies beschrieb das Ph\u00e4nomen und gab eine Vorhersage der Massenl\u00fccke von \u0394M.\u2248345{ displaystyle  Delta M  ca. 345}  MeV, das Null w\u00e4re, wenn das Brechen der chiralen Symmetrie ausgeschaltet w\u00e4re.  Die angeregten Zust\u00e4nde von nicht seltsamen Mesonen mit schwerem Licht sind aufgrund des haupts\u00e4chlichen starken Zerfallsmodus normalerweise kurzlebige Resonanzen D.((0+,1+)\u2192\u03c0+D.((0– –,1– –){ displaystyle D (0 ^ {+}, 1 ^ {+})  rightarrow  pi + D (0 ^ {-}, 1 ^ {-})}und sind daher schwer zu beobachten.  In ihrer Arbeit bemerkten die Autoren jedoch, dass die charmanten, seltsamen, angeregten Mesonen, obwohl die Ergebnisse nur ann\u00e4hernd waren D.s((0+,1+){ displaystyle D_ {s} (0 ^ {+}, 1 ^ {+})}  k\u00f6nnte ungew\u00f6hnlich eng (langlebig) sein, da der Hauptzerfallsmodus,  D.s((0+,1+)\u2192K.+D.u,d((0– –,1– –){ displaystyle D_ {s} (0 ^ {+}, 1 ^ {+})  rightarrow K + D_ {u, d} (0 ^ {-}, 1 ^ {-})}k\u00f6nnte aufgrund der Masse des Kaons kinematisch unterdr\u00fcckt (oder insgesamt blockiert) werden.  Sie konnten dann leicht beobachtet werden.Im Jahr 2003 die D.s\u2217((2317){ displaystyle D_ {s} ^ {*} (2317)}  wurde von der BABAR-Kollaboration entdeckt und als \u00fcberraschend eng angesehen, mit einer Massenl\u00fccke \u00fcber dem D.s{ displaystyle D_ {s}}  von \u0394M.=338{ displaystyle  Delta M = 338}  MeV, innerhalb weniger Prozent der Bardeen-Hill-Modellvorhersage.  Bardeen, Eichten und Hill erkannten sofort, dass dies tats\u00e4chlich der Parit\u00e4tspartner des Grundzustands war, und sagten zahlreiche beobachtbare Zerfallsmodi voraus, von denen viele sp\u00e4ter durch Experimente best\u00e4tigt wurden.[10]    \u00c4hnliche Vorhersagen werden in der EU erwartet B.s{ displaystyle B_ {s}}  System (ein seltsamer und Anti-Beauty-Quark) und schwere-schwere-leichte Baryonen.Siehe auch[edit]Verweise[edit]^ Y. Nambu und G. Jona-Lasinio (1961), Dynamisches Modell von Elementarteilchen basierend auf einer Analogie mit Supraleitung.  ich, Phys.  Rev. 122345-358^ Ta-Pei Cheng und Ling-Fong Li, Eichentheorie der Elementarteilchenphysik, (Oxford 1984) ISBN 978-0198519614; Wilczek, F. (1999).  “Masse ohne Masse I: Das meiste von Materie”. Physik heute. 52 (11): 11\u201313.  Bibcode:1999PhT …. 52k..11W.  doi:10.1063 \/ 1.882879.^ Die idealisierte chirale Grenze der Nukleonenmasse liegt bei ca. 880 MeV, vgl. Procura, M.;  Musch, B.;  Wollenweber, T.;  Hemmert, T.;  Weise, W. (2006).  “Nucleonmasse: Vom Gitter-QCD bis zur chiralen Grenze”. K\u00f6rperliche \u00dcberpr\u00fcfung D.. 73 (11): 114510. arXiv:hep-lat \/ 0603001.  Bibcode:2006PhRvD..73k4510P.  doi:10.1103 \/ PhysRevD.73.114510.  S2CID 11301181..^ Peskin, Michael;  Schroeder, Daniel (1995). Eine Einf\u00fchrung in die Quantenfeldtheorie.  Westview Press.  pp. 670.  ISBN 0-201-50397-2.^ Gell-Mann, M., L\u00e9vy, M.,  Der axiale Vektorstrom beim Beta-Zerfall, Nuovo Cim 16705\u2013726 (1960).  doi:10.1007 \/ BF02859738^ J Donoghue, E Golowich und B Holstein, Dynamik des Standardmodells, (Cambridge University Press, 1994) ISBN 9780521476522.^ Gell-Mann, M.;  Oakes, R.;  Renner, B. (1968). “Verhalten aktueller Divergenzen unter SU_ {3} \u00d7 SU_ {3}” (PDF). K\u00f6rperliche \u00dcberpr\u00fcfung. 175 (5): 2195. Bibcode:1968PhRv..175.2195G.  doi:10.1103 \/ PhysRev.175.2195..  Die resultierende generische Formel f\u00fcr die Masse von Pseudogoldstein-Bosonen bei Vorhandensein einer expliziten Bruchst\u00f6rung wird oft genannt Dashens Formel, Hier m\u03c02f\u03c02=– –\u27e80|[Q5,[Q5,H]]]|0\u27e9{ displaystyle m _ { pi} ^ {2} f _ { pi} ^ {2} = –  langle 0 |[Q_{5},[Q_{5},H]]| 0  rangle}.^ Siehe Aktuelle Algebra.^ Bardeen, William A.;  Hill, Christopher T. (1994).  “Chirale Dynamik und starke Quark-Symmetrie in einem l\u00f6sbaren Spielzeugfeld-theoretischen Modell”. K\u00f6rperliche \u00dcberpr\u00fcfung D.. 49 (1): 409\u2013425.  arXiv:hep-ph \/ 9304265.  Bibcode:1994PhRvD..49..409B.  doi:10.1103 \/ PhysRevD.49.409.  PMID 10016779.  S2CID 1763576.^ Bardeen, William A.;  Eichten, Estia;  Hill, Christopher T. (2003).  “Chirale Multiplets von schwer-leichten Mesonen”. K\u00f6rperliche \u00dcberpr\u00fcfung D.. 68 (5): 054024. arXiv:hep-ph \/ 0305049.  Bibcode:2003PhRvD.68.54024B.  doi:10.1103 \/ PhysRevD.68.054024.  S2CID 10472717.Gell-Mann, M.;  L\u00e9vy, M. (1960), “Der axiale Vektorstrom beim Beta-Zerfall”, Il Nuovo Cimento, 16 (4): 705\u2013726, Bibcode:1960NCim … 16..705G, doi:10.1007 \/ BF02859738, S2CID 122945049Online-Kopie;;  Bernstein, J., Gell-Mann, M. & Michel, L. (1960), “Zur Renormierung der axialen Vektorkopplungskonstante beim \u03b2-Zerfall”,  Il Nuovo Cimento  16(3), 560\u2013568.     (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4"},{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BreadcrumbList","itemListElement":[{"@type":"ListItem","position":1,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki15\/#breadcrumbitem","name":"Enzyklop\u00e4die"}},{"@type":"ListItem","position":2,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki15\/2020\/12\/23\/chirale-symmetrie-brechen-wikipedia\/#breadcrumbitem","name":"Chirale Symmetrie brechen – Wikipedia"}}]}]