In der Partikel-Physik ist das Modell von Georgi-Glashow eine besondere großartige Vereinigungstheorie (GUT), die von Howard Georgi und Sheldon Glashow 1974 vorgeschlagen ist. In diesem Modell die Standardmustermaß-Gruppen werden SU (3) ×SU (2) ×U (1) in eine einzelne einfache Maß-Gruppe - SU (5) verbunden. Die vereinigte Gruppe, wie man dann denkt, wird SU (5) zur Standardmusteruntergruppe an einer hohen Energieskala spontan gebrochen, hat die großartige Vereinigungsskala genannt.

Da das Modell von Georgi-Glashow leptons und Quarke in einzelne nicht zu vereinfachende Darstellungen verbindet, dort bestehen Sie Wechselwirkungen, die Baryonenzahl nicht erhalten, obwohl sie noch B-L erhalten. Das gibt einen Mechanismus für den Protonenzerfall nach, und die Rate des Protonenzerfalls kann von der Dynamik des Modells vorausgesagt werden. Jedoch ist Protonenzerfall experimentell noch nicht beobachtet worden, und die resultierenden beschränken tiefer auf der Lebenszeit des Protons widerspricht den Vorhersagen dieses Modells. Jedoch hat die Anmut des Modells Partikel-Physiker dazu gebracht, es als das Fundament für kompliziertere Modelle zu verwenden, die längere Protonenlebenszeiten nachgeben.

(Für eine elementarere Einführung darin, wie die Darstellungstheorie von Lüge-Algebra mit der Partikel-Physik verbunden ist, sieh die Physik des Artikels Particle und Darstellungstheorie.)

Dieses Modell leidet unter dem Dublette-Drilling, der Problem spaltet.

Das Brechen SU (5)

SU (5) kommt das Brechen vor, wenn ein Skalarfeld, das dem Feld von Higgs analog ist, und sich im adjoint von SU (5) verwandelnd, einen Vakuumerwartungswert erwirbt, der zum schwachen Hyperanklage-Generator proportional

ist:

Wenn das vorkommt, wird SU (5) zur Untergruppe von SU (5) das Austauschen mit der durch Y erzeugten Gruppe spontan gebrochen. Diese ungebrochene Untergruppe ist gerade die Standardmustergruppe: [SU (3) ×SU (2) ×U (1) _Y]/Z.

Unter der ungebrochenen Untergruppe verwandelt sich der adjoint 24 als

:

das Geben des Maßes bosons des Standardmodells. Sieh eingeschränkte Darstellung.

Die Standardmusterquarke und leptons passen ordentlich in Darstellungen von SU (5). Spezifisch verbinden sich die linkshändigen fermions in 3 Generationen dessen. Unter der ungebrochenen Untergruppe verwandeln sich diese als

: (d und l)

: (q, u und e)

: (&nu)

wenn sie

genau den linkshändigen fermionic Inhalt des Standardmodells geben, wo für jede Generation d, u, e und ν für anti-down-type Quark eintreten, treten anti-up-type Quark, anti-down-type lepton und anti-up-type lepton, beziehungsweise, und q und l für Quark und lepton ein.

Bemerken Sie, dass, wie man jetzt denkt, fermions, die sich als 1 unter SU (5) verwandeln, wegen der Beweise für Neutrino-Schwingungen notwendig sind. Wirklich, obwohl es für dort möglich ist, nur linkshändiger neutrinos ohne jeden rechtshändigen neutrinos zu sein, wenn wir irgendwie eine winzige Kopplung von Majorana für den linkshändigen neutrinos einführen konnten.

Seit der homotopy Gruppe

:

dieses Modell sagt 't Monopole von Hooft-Polyakov voraus.

Diese Monopole haben Y magnetische Anklagen gequantelt. Seit der elektromagnetischen Anklage ist Q eine geradlinige Kombination von einem SU (2) Generator mit Y/2, diese Monopole haben auch magnetische Anklagen gequantelt, wo durch den magnetischen hier wir elektromagnetische magnetische Anklagen vorhaben.

Minimaler supersymmetrischer SU (5)

Raum-Zeit

Die N=1 Superraumerweiterung von 3+1 Raum-Zeit von Minkowski.

Raumsymmetrie

N=1 SUSY mehr als 3+1 Raum-Zeit von Minkowski ohne R-Symmetrie.

Maß-Symmetrie-Gruppe

SU (5)

Globale innere Symmetrie

Z (Sache-Gleichheit)

Sache-Gleichheit

Um unerwünschte Kopplungen in der supersymmetrischen Version des Modells zu verhindern, teilen wir eine Z Sache-Gleichheit den chiral Superfeldern mit den Sache-Feldern zu, die sonderbare Gleichheit und Higgs haben, der gerade Bitzahl hat. Das ist in der nonsupersymmetric Version unnötig, aber dann können wir nicht electroweak Higgs vor quadratischen Strahlungsmassenkorrekturen schützen. Sieh Hierarchie-Problem. In der nonsupersymmetric Version ist die Handlung invariant unter einer ähnlichen Z Symmetrie, weil die Sache-Felder der ganze fermionic sind und so in der Handlung in Paaren erscheinen müssen, während die Felder von Higgs bosonic sind.

Vektor-Superfelder

Diejenigen, die mit dem SU (5) Maß-Symmetrie vereinigt sind

Superfelder von Chiral

Als komplizierte Darstellungen:

Superpotenzial

Ein allgemeiner invariant renormalizable Superpotenzial ist ein (Komplex) invariant Kubikpolynom in den Superfeldern. Es ist eine geradlinige Kombination der folgenden Begriffe:

\begin {Matrix-}\

\Phi^2&\Phi^A_B \Phi^B_A \\

\Phi^3&\Phi^A_B \Phi^B_C \Phi^C_A \\

H_d H_u& {H_d} _A H_u^A \\

H_d \Phi H_u& {H_d} _A \Phi^A_B H_u^B \\

H_u \mathbf {10} _i \;\mathbf {10} _j& \epsilon_ {ABCDE} H_u^A \mathbf {10} ^ {v. Chr.} _i \mathbf {10} ^ {DE} _j \\

H_d \mathbf {\\Bar {5}} _i \;\mathbf {10} _j& {H_d} _A \mathbf {\\Bar {5}} _ {Bi} \mathbf {10} ^ {AB} _ {j }\\\

H_u \mathbf {\\Bar {5}} _i N^c_j&H_u^A \mathbf {\\Bar {5}} _ {Ai} N^c_j \\

N^c_i N^c_j&N^c_i N^c_j \\

\end {Matrix-}\

</Mathematik>

Die erste Säule ist eine Abkürzung der zweiten Säule (richtige Normalisierungsfaktoren vernachlässigend), wo Kapitalindizes SU (5) Indizes sind, und ich und j die Generationsindizes sind.

Die letzten zwei Reihen setzen voraus, dass die Vielfältigkeit von N nicht Null ist (d. h. dass ein steriles Neutrino besteht). Die Kopplung H 10 10 hat Koeffizienten, die in mir und j symmetrisch sind. Der Kopplungs-NN hat Koeffizienten, die in mir und j symmetrisch sind. Bemerken Sie, dass die Zahl von sterilen Neutrino-Generationen drei nicht zu sein braucht, wenn der SU (5) in einem höheren Vereinigungsschema solcher als WIE (10) nicht eingebettet wird.

Vakua

Die Vakua entsprechen den gegenseitigen Nullen der F- und D-Begriffe. Wollen den ersten Blick auf den Fall wir, wo die VEVs aller chiral Felder Null abgesehen von Φ sind.

&Phi; Sektor

Die F Nullen entsprechen Entdeckung der stationären Punkte des W-Themas der traceless Einschränkung. Also,

wo λ ein Vermehrer von Lagrange ist.

Bis zu einem SU (5) (einheitliche) Transformation,

\Phi =\left\{\

\begin {Matrix-}\

\operatorname {diag} (0,0,0,0,0) \\

\operatorname {diag} (\frac {2a} {9b}, \frac {2a} {9b}, \frac {2a} {9b}, \frac {2a} {9b},-\frac {8a} {9b}) \\

\operatorname {diag} (\frac {4a} {3b}, \frac {4a} {3b}, \frac {4a} {3b},-\frac {2a} {b},-\frac {2a} {b})

\end {Matrix-}\

\right.

</Mathematik>

Die drei Fälle werden Fall I, II und III genannt, und sie brechen die Maß-Symmetrie in SU (5), und beziehungsweise (der Ausgleicher des VEV).

Mit anderen Worten, dort mindestens drei verschiedene Superauswahl-Abteilungen, der für supersymmetrische Theorien typisch ist.

Nur Fall III hat jeden phänomenologischen Sinn und so, wir werden uns auf diesen Fall von jetzt an vorwärts konzentrieren.

Es kann nachgeprüft werden, dass diese Lösung zusammen mit Null-VEVs für alle anderen chiral multiplets eine Null der F-Begriffe und D-Begriffe ist. Die Sache-Gleichheit bleibt ungebrochen (direkt bis zur Skala von TeV).

Zergliederung

Die Maß-Algebra 24 zersetzt sich als. Das 24 ist eine echte Darstellung, so brauchen die letzten zwei Begriffe Erklärung. Beide und sind komplizierte Darstellungen. Jedoch zersetzt sich die direkte Summe sowohl der Darstellung in zwei nicht zu vereinfachende echte Darstellungen, als auch wir nehmen nur Hälfte der direkten Summe, d. h. eine der zwei echten nicht zu vereinfachenden Kopien. Die ersten drei Bestandteile werden ungebrochen verlassen. Adjoint Higgs hat auch eine ähnliche Zergliederung, außer dass es kompliziert ist. Der Higgs Mechanismus veranlasst eine echte HÄLFTE und adjoint Higgs, absorbiert zu werden. Die andere echte Hälfte erwirbt eine Masse, die aus den D-Begriffen kommt. Und die anderen drei Bestandteile von adjoint Higgs, und erwerben EINGEWEIDE-Skala-Massen, die aus selbst Paarung des Superpotenzials, aΦ + b kommen

Der sterile neutrinos, wenn irgendwelcher besteht, würde auch eine EINGEWEIDE-Skala-Masse von Majorana erwerben, die aus der superpotenziellen Kopplung ν kommt.

Wegen der Sache-Gleichheit bleiben die Sache-Darstellungen und 10 chiral.

Es sind die Felder von Higgs 5, und die interessant sind.

:

</tr>

\begin {pmatrix }\

(3,1) _ {-\frac {1} {3} }\\\

(1,2) _ {\\frac {1} {2} }\

\end {pmatrix }\

</Mathematik>

</td>

\begin {Matrix-}\

\_ \_ \_ \\

???

\end {Matrix-}\

</Mathematik></td> \begin {pmatrix }\

(\bar {3}, 1) _ {\\frac {1} {3} }\\\

(1,2) _ {-\frac {1} {2} }\

\end {pmatrix }\ </Mathematik></td></tr>

</Tisch>

Die zwei relevanten superpotenziellen Begriffe hier sind und

Massen von Fermion

Sieh Massenbeziehung von Georgi-Jarlskog.

• Howard Georgi und Sheldon Glashow, Einheit Aller Kräfte der Elementaren Partikel, Physischer Rezensionsbriefe, 32 (1974) 438.