Fermi'nin etkileşimi sayfasının kaynağını görüntüle

[[Dosya:Beta-minus_Decay.svg|küçükresim|upright=1.64|Bir [[atom çekirdeği]]nde {{Atomaltı parçacık|Beta-}} bozunması (Eşlik eden antinötrino çıkarılmıştır).
Görsel, bir serbest nötronun beta bozunmasını gösterir. İki olayda da, sanal [[W ve Z bozonları|{{Atomaltı parçacık|W boson-}} bozonunun]] (daha sonra elektron ve antinötrinoya bozunan) orta düzey yayılımı gösterilmemiştir.]]
[[Parçacık fiziği]]nde, '''Fermi etkileşimi''' (aynı zamanda '''beta bozunmasının''' '''Fermi teorisi''' veya '''Fermi [[dörtlü-fermiyon etkileşimi]]''') [[beta bozunması]]nın 1933'te [[Enrico Fermi]] tarafından önerilmiş bir açıklamasıdır.<ref>{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Fermi's β-decay Theory|yazarlar=Yang|sayı=1|sayfalar=27-30|çalışma=Asia Pacific Physics Newsletter|yıl=2012|cilt=1|doi=10.1142/s2251158x12000045}}</ref> Teori, dört [[fermiyon]]un (ilişkili [[Feynman diyagramı]]nın bir köşesinde) birbiriyle direkt etkileştiğini varsayar. Bu etkileşim bir nötronun bir elektron, bir [[nötrino]] (daha sonra bir antinötrino olduğu belirlendi) ve bir protonla doğrudan bağlanmasıyla bir nötronun beta bozunmasını açıklar.<ref name="Feynman">{{Kitap kaynağı|başlık=Theory of Fundamental Processes|yayıncı=[[W. A. Benjamin]]|yıl=1962|ilk=R.P.}}</ref>

Fermi bu bağlanmadan ilk olarak 1933'te beta bozunmasının tanımını yaparken bahsetti.<ref name="griffiths">
{{Kitap kaynağı|başlık=Introduction to Elementary Particles|sayfalar=314-315|seri=2nd|yıl=2009|isbn=978-3-527-40601-2|ilk=D.}}</ref>  Fermi etkileşimi, proton-nötron ve elektron-antiötrino arasındaki etkileşimin, Fermi teorisinin düşük enerjili etkili alan teorisi olduğu sanal bir [[W ve Z bozonları|W⁻ bozonunun]] aracılık ettiği [[zayıf etkileşim]] teorisinin habercisiydi.

== İlk ret ve sonraki yayın tarihi ==
Fermi ilk olarak "okuyucunun ilgisini çekemeyecek kadar gerçeklikten uzak spekülasyonlar içerdiği" için reddedilen beta bozunmasının "geçici" teorisini prestijli bir bilim dergisi olan ''[[Nature (dergi)|Nature'de]]'' yayınladı.<ref name="InwardBound">{{Kitap kaynağı|url=https://archive.org/details/inwardboundofmat00pais_0|başlık=Inward Bound|tarih=1986|sayfa=[https://archive.org/details/inwardboundofmat00pais_0/page/418 418]|yer=Oxford|yayıncı=Oxford University Press|isbn=0-19-851997-4}}</ref> ''Nature'' daha sonra bu reddi kendi tarihindeki en büyük editör hatalarından biri olduğunu kabul etti.<ref name="Close">{{Kitap kaynağı|url=https://books.google.com/books?id=A-MVDAAAQBA|başlık=Neutrino|erişimtarihi=5 Mayıs 2017|tarih=23 Şubat 2012|yayıncı=Oxford University Press|ilk=Frank}}{{Ölü bağlantı|date=Mayıs 2023 }}</ref> Daha sonra Fermi, revize edilmiş versiyonları [[İtalyanlar|İtalyan]] ve [[Almanlar|Alman]] yayıncılara sundu ve yayınlar bunları kabul edip 1933 ve 1934'te bu dillerde yayınladı.<ref>
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Tentativo di una teoria dei raggi β|yazarlar=Fermi|sayı=12|dil=it|çalışma=[[La Ricerca Scientifica]]|yıl=1933|cilt=2|ilk=E.}}</ref><ref>
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Tentativo di una teoria dei raggi β|yazarlar=Fermi|sayı=1|dil=it|sayfalar=1-19|çalışma=[[Il Nuovo Cimento]]|yıl=1934|cilt=11|doi=10.1007/BF02959820|ilk=E.}}</ref><ref>
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Versuch einer Theorie der beta-Strahlen. I|yazarlar=Fermi|sayı=3–4|dil=de|sayfalar=161|çalışma=[[Zeitschrift für Physik]]|yıl=1934|cilt=88|doi=10.1007/BF01351864|ilk=E.}}</ref><ref name="Wilson">{{Akademik dergi kaynağı|url=http://microboone-docdb.fnal.gov/cgi-bin/RetrieveFile?docid=953;filename=FermiBetaDecay1934.pdf;version=1|başlık=Fermi's Theory of Beta Decay|yazarlar=Wilson|sayı=12|sayfalar=1150-1160|çalışma=[[American Journal of Physics]]|yıl=1968|cilt=36|doi=10.1119/1.1974382|ilk=F. L.|erişim-tarihi=29 Ocak 2023|arşivurl=https://web.archive.org/web/20130512011303/http://microboone-docdb.fnal.gov/cgi-bin/RetrieveFile?docid=953;filename=FermiBetaDecay1934.pdf;version=1|arşivtarihi=12 Mayıs 2013|ölüurl=hayır}} Includes complete English translation of Fermi's 1934 paper in German</ref> Makale, o sırada [[İngilizce]] birincil yayında yer almadı.<ref name="Close" />  Bu ufuk açıcı makalenin İngilizce çevirisi  [[American Journal of Physics|American Journal of Physics'te]] 1968 tarihinde yayınlandı.<ref name="Wilson" />

Fermi fark etti ki makalenin asıl reddini o kadar rahatsız edici buldu ki, [[teorik fizik]]ten biraz ara vermeye ve sadece [[deneysel fizik]] yapmaya karar verdi. Bu, kısa bir süre sonra, yavaş nötronlarla [[çekirdeklerin aktivasyonu]] ile ilgili ünlü çalışmasına yol açacaktır.
== "Geçici" ==
=== Tanımlar ===
Teori, doğrudan etkileşim içinde olduğu varsayılan üç tür parçacıkla ilgilenir: başlangıçta (<math>\rho=+1</math>) "[[nötron]] durumu"ndaki bir “[[Nükleon|ağır parçacık]]", daha sonra bir elektron ve bir nötrino emisyonu ile "proton durumu" (<math>\rho = -1</math>)'e geçiş yapar.
==== Elektron durumu ====
: <math>\psi</math>'nin [[Coulomb dalga fonksiyonu|tekli-elektron dalga fonksiyonu]] olduğu ve <math>\psi_s</math> [[durağan hal]]leri olduğu yerde:

<math>\psi = \sum_s \psi_s a_s,</math>

<math>a_s</math>, [[Fock uzayı]]na şu şekilde etki eden <nowiki><span about="#mwt86" class="mwe-math-element" data-mw="{&amp;quot;name&amp;quot;:&amp;quot;math&amp;quot;,&amp;quot;attrs&amp;quot;:{},&amp;quot;body&amp;quot;:{&amp;quot;extsrc&amp;quot;:&amp;quot;s&amp;quot;}}" id="mwWg" typeof="mw:Extension/math"><span class="mwe-math-mathml-inline mwe-math-mathml-a11y" style="display: none;"><math alttext="{\displaystyle s}" xmlns="http://www.w3.org/1998/Math/MathML">
  <semantics>
    <mrow class="MJX-TeXAtom-ORD">
      <mstyle displaystyle="true" scriptlevel="0">
        <mi>s</mi>
      </mstyle>
    </mrow>
    <annotation encoding="application/x-tex">{\displaystyle s}</annotation>
  </semantics>
</math></nowiki><nowiki></span></nowiki><nowiki><img alt="s" aria-hidden="true" class="mwe-math-fallback-image-inline" data-cx="{&amp;quot;adapted&amp;quot;:false}" src="https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/01d131dfd7673938b947072a13a9744fe997e632" style="vertical-align: -0.338ex; width:1.09ex; height:1.676ex;"></nowiki><nowiki></span></nowiki> durumundaki bir elektronu yok eden operatördür:

: <math>a_s \Psi(N_1, N_2, \ldots, N_s, \ldots) = (-1)^{N_1 + N_2 + \cdots + N_s - 1} (1 - N_s) \Psi(N_1, N_2, \ldots, 1 - N_s, \ldots).</math>

<math>a_s^*</math>, <math>s</math> elektron durumu için bir oluşturma operatörüdür:

: <math>a_s^* \Psi(N_1, N_2, \ldots, N_s, \ldots) = (-1)^{N_1 + N_2 + \cdots + N_s - 1} N_s \Psi(N_1, N_2, \ldots, 1 - N_s, \ldots).</math>

==== Nötrino durumu ====
Benzer olarak,

: <math>\phi = \sum_\sigma \phi_\sigma b_\sigma,</math>

<math>\phi</math>'nin tekli-nötrino [[dalga fonksiyonu]] ve <math>\phi_\sigma</math> [[durağan hal]]leri olduğu yerde yukarıdaki gibidir.

<math>b_\sigma</math>, [[Fock uzayı]]na şu şekilde etki eden <math>\sigma</math> durumundaki bir nötrinoyu yok eden operatördür:

: <math>b_\sigma \Phi(M_1, M_2, \ldots, M_\sigma, \ldots) = (-1)^{M_1 + M_2 + \cdots + M_\sigma - 1} (1 - M_\sigma) \Phi(M_1, M_2, \ldots, 1 - M_\sigma, \ldots).</math>

<math>b_\sigma^*</math>, <math>\sigma</math> elektron durumu için bir oluşturma operatörüdür.

==== Ağır parçacık durumu ====
<math>\rho</math>, Heisenberg tarafından tanıtılan (daha sonra izospin olarak genelleştirildi) bir operatördür ve parçacık bir nötron olduğunda özdeğeri +1 ve parçacık bir proton ise -1 olan bir ağır parçacık durumuna etki eder. Bu nedenle, ağır parçacık durumları, iki sıralı sütun vektörleri ile temsil edilecektir; burada

: <math>\begin{pmatrix}1\\0\end{pmatrix}</math>

bir nötronu temsil eder ve

: <math>\begin{pmatrix}0\\1\end{pmatrix}</math>

bir protonu temsil eder (temsil edilişte <math>\rho</math>, olağan <math>\sigma_z</math> [[Pauli matrisleri|spin matrisidir]]).

Ağır bir parçacığı bir protondan nötrona ve tersi yönde değiştiren operatörler sırasıyla şu şekilde temsil edilir:

: <math>Q = \sigma_x - i \sigma_y = \begin{pmatrix}0 & 1\\ 0 & 0\end{pmatrix}</math>

ve

: <math>Q^* = \sigma_x + i \sigma_y = \begin{pmatrix}0 & 0\\ 1 & 0\end{pmatrix}.</math>

<math>u_n</math> karşılığı olan <math>v_n</math>, <math>n</math> durumunda nötronun karşılığı olan proton için bir eigen fonksiyonudur.

=== Hamiltonyen ===
Hamiltonyen, üç parçadan oluşur: özgür ağır parçacıkların enerjisini temsil eden <math>H_\text{h.p.}</math>, özgür hafif parçacıkların

enerjisini temsil eden <math>H_\text{l.p.}</math> ve <math>H_\text{int.}</math>etkileşimini veren bir parça.

: <math>H_\text{h.p.} = \frac{1}{2}(1 + \rho)N + \frac{1}{2}(1 - \rho)P,</math>

<math>N</math> ve <math>P</math> sırayla nötronun ve protonun operatörleridir, Yani eğer <math>\rho = 1</math> ise, <math>H_\text{h.p.} = N</math>'dir ve eğer <math>\rho = -1</math> ise, <math>H_\text{h.p.} = P</math>'dir.

: <math>H_\text{l.p.} = \sum_s H_s N_s + \sum_\sigma K_\sigma M_\sigma,</math>

Nükleusun Coulomb alanında <math>H_s</math>'nin <math>s^\text{th}</math> durumunda elektron enerjisi ve <math>N_s</math>'nin o alandaki elektron sayısı olduğu yerde; <math>M_\sigma</math>'nin <math>\sigma^\text{th}</math> durumundaki nötrino sayısı ve <math>K_\sigma</math>'nin her bir nötrinonun enerjisi olduğu yerde (serbest, [[düzlem dalga]] durumunda olduğu varsayılır), <math>H_\text{l.p.}</math> yukarıdaki formül ile bulunur.

Etkileşim kısmı, bir elektronun ve bir nötrinonun (şimdi bir antinötrino olarak bilinir) emisyonu ile birlikte bir protonun bir nötrona dönüşümünü temsil eden bir terim ve ayrıca ters işlem için bir terim içermelidir; elektron ve proton arasındaki Coulomb kuvveti, <math>\beta</math>-bozunma süreciyle ilgisiz olduğu için göz ardı edilir.

Fermi, <math>H_\text{int.}</math> için iki olası değer önerir: ilki, spini görmezden gelen bir göreceli olmayan sürümü:

: <math>H_\text{int.} = g \left[ Q \psi(x) \phi(x) + Q^* \psi^*(x) \phi^*(x) \right],</math>

ve daha sonra, hafif parçacıkların dört bileşenli [[Dirac spinörü|Dirac spinörleri]] olduğunu, ancak ağır parçacıkların hızı <math>c</math>'ye görece küçük ve elektromanyetik vektör potansiyeline benzer etkileşim terimlerinin göz ardı edilebileceğini varsayan bir sürüm:

: <math>H_\text{int.} = g \left[ Q \tilde{\psi}^* \delta \psi + Q^* \tilde{\psi} \delta \psi^* \right],</math>

<math>\psi</math>'nin ve <math>\phi</math>'nin artık dört bileşenli Dirac spinörlerinin olduğu, <math>\tilde{\psi}</math>'nin, <math>\psi</math>'nin Hermitgen eşleniğini temsil ettiği ve <math>\delta</math> 'nin aşağıdaki matris olduğu yerde yukarıdaki formül ile bulunur.

: <math>\begin{pmatrix}
0 & -1 & 0 & 0\\
1 & 0 & 0 & 0\\
0 & 0 & 0 & 1\\
0 & 0 & -1 & 0
\end{pmatrix}.</math>

=== Matris elementleri ===
Sistemin durumu, <math>\rho = \pm 1</math>'in ağır parçacığın nötron mu yoksa proton mu, <math>n</math>'nin ağır parçacığın [[kuantum durumu]], <math>N_s</math>'nin <math>s</math> durumundaki elektron sayısı ve <math>M_\sigma</math>'nin de <math>\sigma</math> durumundaki nötrino sayısı olduğu yerde<math>\rho, n, N_1, N_2, \ldots, M_1, M_2, \ldots,</math> demeti ile verilir.

rölativist versiyonunu kullanarak <math>H_\text{int.}</math>, Fermi, 𝑛 durumunda bir nötron bulunan durum ile elektronsuz durum arasındaki matris elemanını verir. <math>s</math> durumunda bulunan nötrinolar .<math>\sigma </math> ve bir protonun <math>m</math> durumunda olduğu ve bir elektronun ve bir nötrinonun <math>s</math> ve 𝜎 durumlarında bulunduğu durum olarak

: <math>H^{\rho=1, n, N_s=0, M_\sigma=0}_{\rho=-1,m,N_s=1,M_\sigma=1} = \pm g \int v_m^* u_n \tilde{\psi}_s \delta \phi^*_\sigma d\tau,</math>

burada integral, ağır parçacıkların tüm konfigürasyon uzayını kaplar (hariç <math>\rho</math>). bu <math>\pm</math> hafif parçacıkların toplam sayısının tek (-) veya çift (+) olmasına göre belirlenir.

=== Değişim olasılığı ===
Bilinen [[kuantum karışıklık teorisi]]ne göre <math>n</math> durumundaki nötronun yaşam süresini hesaplamak için, yukarıdaki matris elementleri, boş elektron ve nötrino durumları üzerinden toplanmalıdır. Elektron ve nötrino <math>\psi_s</math> ve <math>\phi_\sigma</math>özfonksiyonlarının çekirdek içinde sabit olduğu varsayılarak basitleştirilir (yani [[Compton dalga boyu|Compton dalga boyları]] çekirdeğin boyutundan çok daha küçüktür). Bu, şuna yol açar

: <math>H^{\rho=1, n, N_s=0, M_\sigma=0}_{\rho=-1,m,N_s=1,M_\sigma=1} = \pm g \tilde{\psi}_s \delta \phi_\sigma^* \int v_m^* u_n d\tau,</math>

<math>\psi_s</math> ve <math>\phi_\sigma</math>'in çekirdeğin konumunda değerlendirildiği yerde yukarıdaki şekilde bulunur.

[[Fermi'nin altın kuralı]]na göre{{Açıkla|date=July 2016}},bu değişimin olasılığı

: <math>\begin{align}
\left|a^{\rho=1, n, N_s=0, M_\sigma=0}_{\rho=-1,m,N_s=1,M_\sigma=1}\right|^2 &= \left|H^{\rho=1, n, N_s=0, M_\sigma=0}_{\rho=-1,m,N_s=1,M_\sigma=1} \times \frac{\exp{\frac{2\pi i}{h} (-W + H_s + K_\sigma) t} - 1}{-W + H_s + K_\sigma}\right|^2 \\
&= 4 \left|H^{\rho=1, n, N_s=0, M_\sigma=0}_{\rho=-1,m,N_s=1,M_\sigma=1}\right|^2 \times \frac{\sin^2\left(\frac{\pi t}{h}(-W + H_s + K_\sigma)\right)}{(-W + H_s + K_\sigma)^2},
\end{align}</math>

<math>W</math>'nin proton ve nötron durumlarının enerji farkları olduğu yerde yukarıdaki şekille bulunur.

Bütün pozitif enerjili nötrino spin / momentum yönlerinin (burada <math>\Omega^{-1}</math>'nötrino durumlarının yoğunluğudur, sonunda sonsuza alınır) ortalamasını alarak

: <math> \left\langle \left|H^{\rho=1, n, N_s=0, M_\sigma=0}_{\rho=-1,m,N_s=1,M_\sigma=1}\right|^2 \right \rangle_\text{avg} = \frac{g^2}{4\Omega} \left|\int v_m^* u_n d\tau\right|^2  \left( \tilde{\psi}_s \psi_s - \frac{\mu c^2}{K_\sigma} \tilde{\psi}_s \beta \psi_s\right),</math>

<math>\mu</math>'in nötrinonun kalan kütlesi ve <math>\beta</math>'nın Dirac matrisi olduğu yerde yukarıdaki değeri elde ederiz.

Bu değişmenin olasılığının <math>-W + H_s + K_\sigma = 0</math>'ın olduğu <math>p_\sigma</math> değerleri için keskin bir maksimuma sahip olduğuna dikkat edilerek, bu{{Açıkla|date=July 2016}}

: <math> t\frac{8\pi^3 g^2}{h^4} \times \left| \int v_m^* u_n d\tau \right|^2 \frac{p_\sigma^2}{v_\sigma}\left(\tilde{\psi}_s \psi_s - \frac{\mu c^2}{K_\sigma} \tilde{\psi}_s \beta \psi_s\right),</math>

<math>p_\sigma</math>'nın ve <math>K_\sigma</math>'nın <math>-W + H_s + K_\sigma = 0</math> için değerleri olduğu yerde yukarıdaki değere sadeleşir.

Fermi, bu fonksiyon hakkında üç açıklama yapmıştır:

* Nötrino durumları serbest kabul edildiğinden, <math>K_\sigma > \mu c^2</math> ve böylece sürekli <math>\beta</math>-spektrumundaki üst limit ise <math>H_s \leq W - \mu c^2</math>değeridir.
* <math>H_s > mc^2</math> elektronları için <math>\beta</math>-bozunumunun oluşması için proton-nötron enerji farkının  <math>W \geq (m + \mu)c^2</math> olması gerekir.
* Geçiş olasılığındaki

:: <math>Q_{mn}^* = \int v_m^* u_n d\tau</math>
: faktörü normalde 1 büyüklüğündedir, ancak özel durumlarda yok olur; bu, <math>\beta</math>-bozunumu için (yaklaşık) seçim kurallarına yol açar.

=== Yasaklı değişimler ===
Yukarıda da not edildiği gibi, ne zaman <math>u_n</math> ve <math>v_m</math> ağır parçacık durumları arasındaki <math>Q_{mn}^*</math> iç çarpımı kaybolursa, ilgili geçiş "yasak" olur (veya, daha doğrusu, 1'e yakın olduğu durumlardan çok daha az olasıdır).

Çekirdeğin, protonların ve nötronların bireysel kuantum durumları açısından tanımlanması iyiyse, <math>u_n</math> nötron durumu ve <math>v_m</math> proton durumu aynı değerde açısal mometuma sahip olmadıkça <math>Q_{mn}^*</math> yok olur; aksi durumda, tüm çekirdeğin bozunumdan önceki ve sonraki açısal momentumu kullanılmalıdır.

== Etkisi ==
Kısa bir süre sonra Fermi'nin makalesi yayımlandı, [[Werner Heisenberg]]'ün [[Wolfgang Pauli]]'ye<ref name="PauliLetters1930">
{{Kitap kaynağı|başlık=Scientific Correspondence with Bohr, Einstein, Heisenberg a.o. Volume II:1930–1939|yayıncı=Springer-Verlag Berlin Heidelberg GmbH|yıl=1985|ilk=Wolfgang}}</ref> yazdığı bir mektupta, çekirdekteki nötrinoların ve elektronların yayımlanması ve soğurulmasının, karışıklık teorisinin ikinci mertebesinde, protonlar ve nötronlar arasında, emisyonun nasıl olduğuna benzer şekilde, bir çekime yol açması gerektiğini ve fotonların absorpsiyonu elektromanyetik kuvvete yol açtığını kaydetti. Kuvvetin <math>\frac{\text{Const.}}{r^5}</math> formunda olması gerektiğini fark etti, ancak çağdaş deneysel veriler, bir milyon kat çok küçük bir değere yol açtı.<ref name="BrownAndRechenberg">{{Kitap kaynağı|url=https://archive.org/details/originofconcepto0000brow|başlık=The Origin of the Concept of Nuclear Forces|yayıncı=Institute of Physics Publishing|yıl=1996|ilk=Laurie M}}</ref>

Aynı yılda, [[Hideki Yukava|Hideki Yukawa]] bu fikre kapıldı,<ref name="Yukawa">
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=On the interaction of elementary particles. I.|yazarlar=Yukawa|dil=İngilizce|sayfalar=1|çalışma=Proceedings of the Physico-Mathematical Society of Japan|yıl=1935|cilt=17|ilk=H.}}</ref> ancak [[Yukava etkileşimi|onun teorisinde]] nötrinolar ve elektronlar, [[Pion|durağan kütlesi elektrondan yaklaşık 200 kat daha ağır olan varsayımsal yeni bir parçacık]] ile değiştirildi.<ref name="MehraAndRechenbergVol6Part2">
{{Kitap kaynağı|başlık=The Historical Development of Quantum Theory, Volume 6 Part 2 (1932–1941)|yayıncı=Springer|yıl=2001|ilk=Jagdish}}</ref>

== Sonraki gelişmeler ==
Fermi'nin dörtlü-fermiyon teorisi, [[zayıf etkileşim]]i oldukça iyi bir şekilde açıklar. Maalesef, hesaplanan kesit veya etkileşimin olasılığı, <math> \sigma \approx G_{\rm F}^2 E^2 </math> enerjisinin karesi olarak büyür. Bu kesit sınırsız büyüdüğü için teori, yaklaşık 100&nbsp;GeV'den çok daha yüksek enerjilerde geçerli değildir. Etkileşimin gücünü belirten bir {{Matematik|''G''<sub>F</sub>}} Fermi sabiti vardır. Bu, sonunda dört fermiyon temas etkileşiminin daha eksiksiz bir teoriyle ([[UV tamamlama]]) değiştirilmesine yol açtı —[[Elektrozayıf etkileşim|elektrozayıf teoride]] açıklandığı gibi bir [[W ve Z bozonları|W veya Z bozonunun]] değişimi.
[[Dosya:MuonFermiDecay.gif|sağ|küçükresim|upright=1|Fermi'nin Bağlanma Sabiti olan {{Matematik|''G''<sub>F</sub>}} altında birleştirilmiş 4 noktalı fermiyon vektör akımını gösteren Fermi etkileşimi. Fermi'nin Teorisi, &#x3B2; bozunumu için olan nükleer bozunumu açıklayan ilk teorik çabadır.]]
Etkileşim ayrıca [[müon]] bozunmasını, etkileşimin aynı temel gücüne sahip bir müon, elektron-antinötrino, müon-nötrino ve elektronun birleşmesi yoluyla da açıklayabilir. Bu [[hipotez]] Gershtein ve Zeldovich tarafından öne sürüldü ve Vektör akımının korunması hipotezi olarak da bilinir.<ref name="gerstein1958">{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Meson corrections in the theory of beta decay|yazarlar=Gerstein|sayfalar=698-699|çalışma=[[Zh. Eksp. Teor. Fiz.]]|yıl=1955}}</ref>

Orijinal teoride Fermi, etkileşimin biçiminin iki vektör akımının temas kuplajı olduğunu varsaydı. Daha sonrasında, [[Tsung-Dao Lee|Lee]] ve [[Chen Ning Yang|Yang]] tarafından eksenel, pariteyi ihlal eden bir akımın ortaya çıkmasını hiçbir şeyin engellemediğine dikkat çekildi ve bu, [[Chien-Shiung Wu]] tarafından yürütülen [[Wu deneyi|deneylerle]] doğrulandı.<ref>
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Question of Parity Conservation in Weak Interactions|url=https://archive.org/details/sim_physical-review_1956-10-01_104_1/page/n254|yazarlar=Lee|sayı=1|sayfalar=254-258|çalışma=[[Physical Review]]|yıl=1956|cilt=104|doi=10.1103/PhysRev.104.254}}</ref><ref>
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Experimental Test of Parity Conservation in Beta Decay|url=https://archive.org/details/sim_physical-review_1957-02-15_105_4/page/n285|yazarlar=Wu|sayı=4|sayfalar=1413-1415|çalışma=[[Physical Review]]|yıl=1957|cilt=105|doi=10.1103/PhysRev.105.1413}}</ref>

== Fermi sabiti ==
Fermi sabitinin en kesin deneysel tespiti, {{Matematik|''G''<sub>F</sub>}} değerinin karesiyle ters orantılı olan (müon kütlesini W bozonunun kütlesine karşı ihmal ederken) müon ömrünün ölçümleri ile elde edilir.<ref name="mulan">
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Improved Measurement of the Positive-Muon Lifetime and Determination of the Fermi Constant|yazarlar=Chitwood|yazarlarıgöster=etal|sayı=3|sayfalar=032001|çalışma=[[Physical Review Letters]]|yıl=2007|cilt=99|pmid=17678280|doi=10.1103/PhysRevLett.99.032001|ilk=D. B.|yazar3=MuLan Collaboration|arxiv=0704.1981}}</ref> Modern terimlerle, "indirgenmiş Fermi sabiti", yani doğal birimlerdeki sabit<ref name="griffiths"/><ref>{{Web kaynağı | url = http://physics.nist.gov/cgi-bin/cuu/Value?gf | başlık = CODATA Value: Fermi coupling constant | erişimtarihi = 31 Ekim 2016 | tarih = June 2015 | çalışma = The NIST Reference on Constants, Units, and Uncertainty | yayıncı = US [[National Institute of Standards and Technology]] | arşivurl = https://web.archive.org/web/20001211154600/http://physics.nist.gov/cgi-bin/cuu/Value?gf | arşivtarihi = 11 Aralık 2000}}</ref>

: <math>G_{\rm F}^0=\frac{G_{\rm F}}{(\hbar c)^3}=\frac{\sqrt{2}}{8}\frac{g^{2}}{M_{\rm W}^{2} c^4}=1.1663787(6)\times10^{-5} \; \textrm{GeV}^{-2} \approx 4.5437957\times10^{14} \; \textrm{J}^{-2}\ .</math>

değeridir. Burada, {{Mvar|g}}, [[zayıf etkileşim]]in [[çiftlenim sabiti]]dir ve {{Matematik|''M''<sub>W</sub>}} ise söz konusu bozunmaya aracılık eden [[W ve Z bozonları|W bozonunun]] kütlesidir.

Standart Modelde, Fermi sabiti [[Higgs mekanizması|Higgs vakum beklenti değeridir]]

: <math>v = \left(\sqrt{2} \, G_{\rm F}^0\right)^{-1/2} \simeq 246.22 \; \textrm{GeV}</math>.<ref>
{{Akademik dergi kaynağı|başlık=Quartic Higgs coupling at hadron colliders|yazarlar=Plehn|sayı=5|sayfalar=053008|çalışma=[[Physical Review D]]|yıl=2005|cilt=72|doi=10.1103/PhysRevD.72.053008|arxiv=hep-ph/0507321}}</ref>

Daha doğrudan, yaklaşık olarak ([[Standart Model|standart model]] için ağaç düzeyi),

: <math> 
G_{\rm F}^0\simeq \frac {\pi \alpha}{\sqrt{2}~ M_{\rm W}^2 (1- M^2_{\rm W}/M^2_{\rm Z}  )}. 
</math>

Bu, W ve Z bozonları ile <math>M_\text{Z}=\frac{M_\text{W}}{\cos\theta_\text{W}}</math> arasındaki ilişki kullanılarak Weinberg açısı açısından daha da basitleştirilebilir, böylece

: <math> 
G_{\rm F}^0\simeq \frac {\pi \alpha}{\sqrt{2}~ M_{\rm Z}^{2}\cos^{2}\theta_{\rm W}\sin^{2}\theta_{\rm W}}.
</math>

== Kaynakça ==
{{Kaynakça}}

[[Kategori:Enrico Fermi]]
[[Kategori:Zayıf etkileşim]]