Mecanismo de Higgs
Permitió establecer la unificación entre la teoría electromagnética y la teoría nuclear débil, que se denominó teoría del campo unificado, por la que obtendrían el premio Nobel en el año 1979[3] Steven Weinberg, Sheldon Lee Glashow y Abdus Salam.
La implementación más simple del mecanismo agrega un campo de Higgs extra a la teoría de gauge.
Este mecanismo también puede dejar detrás partículas escalares elementales (spin-0), conocidas como bosones de Higgs.
[4] El mecanismo fue propuesto en 1962 por Philip Warren Anderson.
Los tres artículos originales de Guralnik, Hagen, Kibble, Higgs, Brout, y Englert en los que se propone este mecanismo fueron reconocidos como fundamentales en la celebración del 50 aniversario de la revista Physical Review Letters.
El espacio puede llenarse con una amplia variedad de influencias invisibles que tienen todo tipo de efectos sobre la materia ordinaria.
Existe una relación general entre partículas y campos.
Así campos y partículas llevan el mismo nombre.
En la concepción del Modelo estándar de física de partículas, el bosón de Higgs así como otros bosones (encontrados ya experimentalmente) y ligados en esta teoría, se interpretan desde el Bosón de Goldstone donde cada parte de la ruptura de simetría genera un campo, para el cual los elementos que viven en este campo son sus respectivos bosones.
Existen teorías creadas a partir del miedo de la no existencia del bosón de Higgs donde no es necesaria su aparición.
(ver Campo de Higgs) Introducimos un campo adicional Φ cuyo efecto final será fijar un potencial de autointeracción , una ruptura espontánea de simetría electrodébil (por lo que el grupo de simetría cambiará SU(2)L × U(1)Y → U(1)em).
El número total de entradas (número dimensional del vector) de Higgs no está determinado por la teoría y podría ser cualquiera.
No obstante la versión mínima del SM posee uno solo de estos dobletes.
El sistema vendrá entonces descrito por un lagrangiano de la forma: tal que: donde V(Φ) es el potencial renormalizable (y por tanto que mantiene la invarianza gauge) más sencillo.
Para que se produzca ruptura espontánea de simetría es necesario que el valor esperado del campo de Higgs en el vacío sea no nulo.
Para λ > 0, si μ2 < 0, el potencial posee infinitas soluciones no nulas (ver figura 1), en las cuales sólo la norma del campo de Higgs está definida: El estado fundamental está, por consiguiente, degenerado y no es invariante bajo cualquier transformación de grupo de simetría original SU(2)L × U(1)Y, sin embargo, el estado fundamental sí será invariante bajo un grupo de simetría menor U(1)em (que de hecho es sólo un subgrupo del grupo anterior).
El hecho de que el grupo de simetría antes de la introducción del bosón o campo de Higgs fuera SU(2)L × U(1)Y y tras la introducción del mismo sea un grupo menor U(1)em, es expresado por los físicos teóricos diciendo que «el bosón de Higgs rompe la simetría SU(2)L × U(1)Y en U(1)em» (que equivale a lo que se ha expresado de manera un poco más formalmente antes).
La ruptura SU(2)L × U(1)Y --> U(1)em se produce cuando se selecciona un estado del vacío concreto.
La elección habitual es aquella que hace que φ3 sea no nulo: El espectro de partículas físicas resultantes se construye realizando pequeñas oscilaciones en torno al vacío, que pueden ser parametrizadas en la forma: donde el vector
y el escalar h(x) son campos pequeños correspondientes a los cuatro grados de libertad reales del campo.
En este punto aún tenemos 4 bosones gauge (Wiμ(x) y Bμ(x)) y 4 escalares (
y h(x)), todos ellos sin masa, lo que equivale a 12 grados de libertad (conviene notar que un bosón vectorial de masa nula posee dos grados de libertad, mientras que un bosón vectorial masivo adquiere un nuevo grado de libertad debido a la posibilidad de tener polarización longitudinal: 12 = 4 [bosones vectoriales sin masa] × 2 + 4 [escalares sin masa]).
P. W. Higgs fue el primero en darse cuenta de que el teorema de Goldstone no es aplicable a teorías gauge, o al menos puede ser soslayado mediante una conveniente selección de la representación.
Así, basta con escoger una transformación: de forma que:
con lo cual desaparecen los tres campos de Higgs no físicos
Debemos aplicar estas transformaciones sobre la suma de las Lagrangianas para bosones y fermiones: Al final del proceso, tres de los cuatro bosones gauge adquieren masa al absorber cada uno de los tres grados de libertad eliminados del campo de Higgs, gracias a los acoplamientos entre los bosones gauge y el campo Φ presentes en la componente cinética de la Lagrangiana SBS: Por otro lado, el vacío de la teoría debe ser eléctricamente neutro, razón por la que no existe ningún acoplamiento entre el fotón y el campo de Higgs, h(x), de forma que aquel mantiene una masa nula.
Al final, obtenemos tres bosones gauge masivos (W±μ, Zµ), un bosón gauge sin masa (Aμ) y un escalar con masa (h), por lo que seguimos teniendo 12 grados de libertad (del mismo modo que antes: 12 = 3[bosones vectoriales masivos] × 3 + 1[bosón vectorial sin masa] × 2 + 1[escalar]).
Y puesto que: se obtiene un valor de υ = 246 GeV.
Análogamente al caso de los bosones gauge, los fermiones adquieren masa mediante los denominados acoplamientos de Yukawa, que se introducen a través de una serie de nuevos términos en la Lagrangiana: donde: Del mismo modo que antes, se aplica la transformación sobre la parte levógira de los fermiones, mientras que la parte dextrógira no se transforma: Y finalmente se obtienen las masas de los fermiones según: Es conveniente hacer notar en este punto que la determinación de la masa del bosón de Higgs no explica directamente las masas fermiónicas ya que dependen de las nuevas constantes λe, λu, λd,...
