Механізм гойдалки

У теоріях великого об'єднання фізики елементарних частинок і, зокрема, в теоріях мас нейтрино і нейтринних осциляцій, механізм гойдалки є загальною моделлю, яку використовують для розуміння відносних розмірів нейтрино, порядку 1 еВ, порівняно з кварками і зарядженими лептонами, які в мільйони разів важчі.

Існує кілька типів моделей, кожна з яких розширює Стандартну модель. Найпростіша версія типу 1 розширює Стандартну модель, припускаючи, що два або більше додаткових правих нейтринних поля інертні при електрослабких взаємодіях і що існує дуже великий масовий масштаб. Це дозволяє ототожнити масштаб маси з передбачуваним масштабом Великого об'єднання.

Гойдалка типу 1

Ця модель виробляє легке нейтрино для кожного з трьох відомих ароматів нейтрино і відповідне дуже важке нейтрино для кожного аромату, спостереження якого ще попереду.

Простий математичний принцип, що лежить в основі механізму гойдалки, полягає в такій властивості будь-якої 2×2 матриці вигляду

${\displaystyle A={\begin{pmatrix}0&M\\M&B\end{pmatrix}}{\text{.}}}$

Вона має два власні значення:

${\displaystyle \lambda _{\pm }={\frac {B\pm {\sqrt {B^{2}+4M^{2}}}}{2}}{\text{.}}}$

Середнє геометричне для ${\displaystyle \lambda _{+}}$ і ${\displaystyle \lambda _{-}}$ дорівнює ${\displaystyle |M|}$, оскільки визначник ${\displaystyle \lambda _{+}\lambda _{-}=-M^{2}}$.

Таким чином, якщо одне зі власних значень зростає, інше спадає, і навпаки. З цієї причини механізм називають «гойдалкою».

При застосуванні цієї моделі до нейтрино B приймається значно більшим, ніж M. Тоді більше власне значення, ${\displaystyle \lambda _{+}}$, приблизно дорівнює B, а менше власне значення приблизно дорівнює

${\displaystyle \lambda _{-}\approx -{\frac {M^{2}}{B}}.}$

Цей механізм пояснює, чому маси нейтрино такі малі. Матриця A є, по суті, матрицею мас для нейтрино. Майоранівська складова маси B порівнянна з масштабом ТВО і порушує лептонне число; тоді як діраківська складова маси M має порядок значно меншого електрослабкого масштабу VEV (див. нижче). Менше власне значення ${\displaystyle \lambda _{-}}$ приводить до дуже малої маси нейтрино, порівнянної з 1 еВ, що якісно узгоджується з експериментами, які іноді розглядаються як допоміжне свідчення в рамках теорій Великого об'єднання.

Обґрунтування

2×2 матриця A природним чином виникає в рамках Стандартної моделі при розгляді найзагальнішої матриці мас, що допускається калібрувальною інваріантністю дії Стандартної моделі, та відповідних зарядів лептонних та нейтринних полів.

Нехай спінор Вейля — нейтринна частина ізоспінового лівого лептона (інша частина — лівий заряджений лептон),

${\displaystyle L={\begin{pmatrix}\chi \\\eta \end{pmatrix}}~,}$

як він присутній у мінімальній Стандартній моделі без мас нейтрино, і нехай ${\displaystyle \eta }$ — постульований спінор Вейля правого нейтрино, який є синглетом при слабкому ізоспіні (тобто, не взаємодіє слабко, наприклад, стерильне нейтрино).

Нині існує три способи формування Лоренц-коваріантних масових членів, що дають

${\displaystyle {\frac {1}{2}}\,B'\,\chi ^{\alpha }\chi _{\alpha }\,{\text{,}}\quad {\frac {1}{2}}\,B\,\eta ^{\alpha }\eta _{\alpha }\,{\text{,}}\quad {\text{або}}\quad M\,\eta ^{\alpha }\chi _{\alpha }\,{\text{,}}}$

та їх комплексні спряження, які можна записати у вигляді квадратичної форми,

${\displaystyle {\frac {1}{2}}\,{\begin{pmatrix}\chi &\eta \end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}B'&M\\M&B\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}\chi \\\eta \end{pmatrix}}.}$

Оскільки правий нейтринний спінор незаряджений за всіх калібрувальних симетрій Стандартної моделі, B є вільним параметром, який може набувати будь-якого довільного значення.

Параметр M заборонений електрослабкою калібрувальною симетрією і може з'явитися лише після її спонтанного розпаду за механізмом Хіггса, подібно до діраківських мас заряджених лептонів. Зокрема, оскільки χ ∈ L має слабкий ізоспін ½ такий як поле Хіггса H, а ${\displaystyle \eta }$ має слабкий ізоспін 0, масовий параметр M можна отримати зі взаємодії Юкави з полем Хіггса, звичайним способом Стандартної моделі,

${\displaystyle {\mathcal {L}}_{yuk}=y\,\eta L\epsilon H^{*}+...}$

Це означає, що M ^[en] порядку вакуумного очікуваного значення поля Хіггса Стандартної моделі,

${\displaystyle {\text{VEV }}v\approx 246{\text{ GeV}},\qquad \qquad |\langle H\rangle |=v/{\sqrt {2}}}$

${\displaystyle M_{t}=O(v/{\sqrt {2}})\approx 174{\text{ GeV}}~,}$

якщо безрозмірнісний зв'язок Юкави має порядок y ≈ 1. Його можна вибрати послідовно менше, але екстремальні значення y ≫ 1 можуть зробити модель непертурбативною.

Параметр B, з іншого боку, заборонений, тому що ніякі перенормовувані синглети за слабкого гіперзаряду й ізоспіну не можна сформовати з використанням цих дублетних компонентів — допускається тільки ненормалізований член розмірності 5. Це походження структури та ієрархії масштабів матриці мас A всередині механізму гойдалки «типу 1».

Великий розмір B можна мотивувати в контексті Великого об'єднання. У таких моделях можуть бути збільшені калібрувальні симетрії, які спочатку форсують B = 0 в неперервній фазі, але генерують велике значення B ≈ M_GUT ≈ 10¹⁵ ГеВ, що не зникає, навколо масштабу їхнього спонтанного порушення симетрії, тому, враховуючи M ≈ 100 ГеВ, треба ${\displaystyle \lambda _{-}}$ ≈ 0.01 еВ. Таким чином, величезний масштаб призвів до дуже маленької маси нейтрино для власного вектора ν ≈ χ − (^M/_B) η.

Див. також

• Майорон
• Спінор

Примітки

1. Можна генерувати два легких, але масивних нейтрино тільки з одним правим нейтрино, але отримані спектри, як правило, нежиттєздатні.
2. ^[en]. μ --> e γ at a Rate of One Out of 1-Billion Muon Decays? // ^[en] : журнал. — 1977. — Vol. 67, no. 4 (1 July). — P. 421. — Bibcode:1977PhLB...67..421M. — DOI:10.1016/0370-2693(77)90435-X.
3. M. Gell-Mann, ^[en] and R. Slansky, in Supergravity, ed. by D. Freedman and P. Van Nieuwenhuizen, North Holland, Amsterdam (1979), pp. 315—321.
4. T. Yanagida. Horizontal Symmetry and Masses of Neutrinos // ^[en] : журнал. — 1980. — Vol. 64, no. 3 (1 July). — P. 1103—1105. — Bibcode:1980PThPh..64.1103Y. — DOI:10.1143/PTP.64.1103.
5. ^[en], G. Senjanovic. Neutrino Mass and Spontaneous Parity Nonconservation // Phys. Rev. Lett. : журнал. — 1980. — Vol. 44, no. 14 (1 July). — P. 912—915. — Bibcode:1980PhRvL..44..912M. — DOI:10.1103/PhysRevLett.44.912.
6. J. Schechter, ^[en]; Valle, J. Neutrino masses in SU(2) ⊗ U(1) theories // Phys. Rev. : журнал. — 1980. — Vol. 22, no. 9 (1 July). — P. 2227—2235. — Bibcode:1980PhRvD..22.2227S. — DOI:10.1103/PhysRevD.22.2227.

Посилання

• Seesaw Mechanism details