Modèle standard des particules
Interaction électrofaible

Les scientifiques espèrent toujours trouver la théorie de grande unification qui désigne la théorie physique susceptible de décrire de manière cohérente de l'ensemble des trois interactions fondamentales (nucléaire forte, nucléaire faible et électromagnétique).

Toutefois, en 1967, Sheldon Lee Glashow, Mohammad Abdus Salam et Steven Weinberg (prix Nobel 1979), ont décrit l'interaction électrofaible qui unifiait :

• l'interaction électromagnétique,
• l'interaction nucléaire faible.

Vue d'ensemble de 
 l'interaction électrofaible

Lorsque l'univers était plus chaud et plus dense (énergie > 100 GeV, pendant l'ère électrofaible), l'interaction électromagnétique et l'interaction nucléaire faible auraient été les deux facettes d'une même interaction appelée " électrofaible ".

Pourtant, ces deux forces paraissent inconciliables bien qu'elles dépendent de l'énergie à laquelle on les considère.

1. La force électromagnétique :

• est de portée infinie (observable macroscopiquement),
• croît lentement avec l'énergie,
• est médiée par le photon, particule sans masse.

2. La force de l'interaction faible :

• est concevable uniquement à l'échelle atomique,
• croît très rapidement avec l'énergie des particules en présence,
• est médiée par les bosons W^± et Z⁰, particules massives (100 fois la masse du proton).

Par contre, vers une centaine de GeV, ces deux forces possèdent le même ordre de grandeur.

• Dans le modèle standard à haute température, les symétries ne sont pas brisées et les particules sont sans masse.
• La force gravitationnelle est encore plus faible mais elle croît encore plus vite avec l'énergie que l'interaction faible, ce qui laisse ouverte la possibilité d'une unification de toutes les interactions élémentaires.

Symétrie de la théorie
électrofaible

La symétrie de la théorie électrofaible est liée au groupe de transformation de jauge $SU_L(2)\otimes U_Y(1)$, qui comprend donc 4 générateurs.

1. Le boson de l'hypercharge faible est le boson $B_\mu$ du champ de jauge $B_\mu$ qui a un seul générateur pour  $U_Y(1)$.

2. Les bosons de jauge W doivent posséder un isospin faible $T=1$ et trois $T_3$ différents, i.e. 3 champs de jauge $A^k_\mu$ ou trois générateurs, $\tau^k,k=1,2,3$ pour $SU_L(2)$.

• W⁺, d'isospin faible $T_3=1$ est émis lors d'interactions dans lesquelles $T_3=+1/2\rightarrow T_3=-1/2$ ;
• W^-, d'isospin faible $T_3=-1$ est émis lors d'interactions dans lesquelles $T_3=-1/2\rightarrow T_3=+1/2$ ;
• W⁰, d'isospin faible $T_3=0$ est émis lors d'interactions dans lesquelles $T_3$ n'est pas modifié.

Cette symétrie requiert que le lagrangien de l'interaction faible (article p : 22) soit invariant sous cette transformation de jauge $SU_L(2)\otimes U_Y(1)$, alors que celle de l'électrodynamique quantique est $U_{em}$.

• Or, ce lagrangien, dépendant de $g$ et $g'$, les constantes de couplage associés aux champs de jauge $B_\mu$ et $A^k_\mu$, impose que les bosons de l'électromagnétisme et de l'interaction faible soient sans masse.
• Or, si les photons n'ont pas de masse, les bosons sont massifs : il faut donc inclure les masses dans le lagrangien, i.e. des formes quadratiques (au carré) qui ne sont plus invariantes dans les transformations de jauge.

Mécanisme et boson de Higgs