Наконец, теперь я могу дать ответ на свой вопрос.
Взаимодействие слабого заряженного тока описывается калибровочным полемВт±мю
через лагранжев взаимодействующий член:
ля= -г2–√(ты¯¯¯л,с¯¯л,т¯л)γмюВтмю−ВСКМ⎛⎝⎜длслбл⎞⎠⎟−г2–√(д¯¯¯л,с¯¯¯л,б¯¯л)γνВт+νВСКМ⎛⎝⎜тылслтл⎞⎠⎟.
Здесь,
ВСКМ
обозначает унитарную матрицу Кабиббо-Кобаяши-Маскавы (CKM)
ВСКМ"="⎛⎝⎜ВудВCDВтдВнасВcsВтсВубВКБВТВ⎞⎠⎟,
и
тыл,сл,тл,дл,сл,бл
представляют левые проекции спиноров Дирака, связанные с типами кварков. На самом деле величины каждого
ВСКМ
срок дается
ВСКМ≈⎛⎝⎜⎜0,97383+ 0,00024− 0,000230,2271+ 0,0010− 0,0010(8.14+ 0,32− 0,64) ×10− 30,2272+ 0,0010− 0,00100,97296+ 0,00024− 0,00024(41,61+ 0,12− 0,78) ×10− 3(3,96+ 0,09− 0,09) ×10− 3(42.21+ 0,10− 0,80) ×10− 30,999100+ 0,000034− 0,000034⎞⎠⎟⎟.
Кроме того, полезно рассмотреть
ВСКМ
в параметризации Вольфштейна
ВСКМ≈⎛⎝⎜1 —λ2/ 2− λАλ3( 1 - р - я η)λ1 —λ2/ 2− Аλ2Аλ3( р - я η)Аλ21⎞⎠⎟+ О (λ4) .
Можно показать, что разница масс, связанная сК0
иД0
масса собственных состояний аппроксимируется блочной диаграммой первого порядка через
ΔМКΔМД≈г2Ф4 πмКф2К∑д= ты , с , тм2д|ВqsВqd|2,≈г2Ф4 πмДф2Д∑д= д, с , бм2д|ВcqВук|2,
где
гФ
представляет постоянную Ферми,
мК,мД
массы, связанные с
К0,Д0
и
фК,фД
соответствующие константы распада. Эти последние обычно определяются по слабым распадам
К±→л±ν,Д±→л±ν
и они принимают значения
фК= ( 156,1 ± 0,12 )МэВ ,фД= ( 206,7 ± 11 )МэВ .
Более того, учитывая разные массы кварков и амплитуды, связанные с матрицей CKM
Вij
, сумма
ΔМК
результаты, в которых доминирует очарованный кварк, в то время как в
ΔМД
странным кварковым членом:
∑д= ты , с , тм2д|ВqsВqd|2∑д= д, с , бм2д|ВcqВук|2≈м2с|ВcsВCD|2∝м2сО (λ2) ,≈м2с|ВcsВнас|2∝м2сО (λ2) .
Отношение разности масс
ΔМК
и
ΔМД
затем преобладает
мс,мс
массовый срок
ΔМДΔМК∝м2см2с≈ 7 ⋅10− 2
которые ясно показывают, почему
Д0
колебание сильно отличается от
К0
:
потому что шарм кварка намного тяжелее (~14 раз), чем странный кварк .
Паганини
Веллоу