Teoría cuántica de campos
Esta reinterpretación, conocida como segunda cuantización, fue llevada a cabo por Heisenberg, Wolfgang Pauli, Vladimir Fock, Wendell Furry, Robert Oppenheimer y Victor Weisskopf.
[16] Estos defectos son debidos a que dichas ecuaciones tampoco contemplan la posibilidad de que las partículas puedan crearse o destruirse y, como se menciona en el primer epígrafe, es inconsistente suponer una teoría relativista con un número constante de partículas en interacción.
[n 6][18] En mecánica clásica, un campo continuo es equivalente a un conjunto de múltiples osciladores acoplados entre sí.
donde ℏ es la constante reducida de Planck y N = 0, 1, 2, ... es un número entero no negativo.
Estas implican que sus estados cuánticos son simétricos y corresponden a bosones.
Las partículas que aparecen en la versión cuántica de dichas teorías también lo son: se rigen por la cinemática relativista.
[28] Puede probarse que esto es general: en teoría cuántica de campos esta relación entre espín y estadística se demuestra como consecuencia directa de la unión entre mecánica cuántica y relatividad especial, el llamado teorema espín-estadística.
La expresión siguiente para Hint (el potencial o hamiltoniano de interacción) proporciona diversos ejemplos:
[38] Ambas posibilidades son complementarias en cuanto a lo que consideran inicialmente más fundamental: el campo o las partículas.
Esto ha motivado el interés de estudiarla con un enfoque formal o axiomático, intentando encontrar estructuras matemáticas completamente rigurosas que capturen sus características principales.
Este operador puede obtenerse mediante un desarrollo perturbativo, en términos del hamiltoniano de interacción:[41]
Utilizando estos elementos, pueden escribirse todos los —infinitos— diagramas que contribuyen a este experimento.
[43] Se consideran tan o más relevantes incluso que la propia teoría cuántica de campos de la que surgen, pues en ellos se reflejan los principios físicos subyacentes más importantes, y son la herramienta básica para analizar las colisiones relativistas.
[46] Existen muchas clases de soluciones no perturbativas con diferentes efectos físicos:[47] Otros ejemplos incluyen monopolos magnéticos, vortex lines, domain walls, skyrmiones, etc.
[50] Por ejemplo, el tercer diagrama de la dispersión Compton, mostrado en (3), es divergente: su valor es infinito.
La solución del problema pasa por reconocer que en los cálculos perturbativos se extrapola la teoría a distancias arbitrariamente cortas —o equivalentemente, a energías arbitrariamente altas—,[n 14] de ahí el nombre de divergencias ultravioletas.
Por ejemplo, el tercer diagrama de la dispersión Compton en (3) contiene una parte denominada la auto-energía del electrón Σ, dada por:
En particular los infinitos desaparecen al considerar que deben absorberse en los parámetros de la teoría.
Establecida la relación entre ellos, puede reescribirse la fórmula (5) en términos de los verdaderos parámetros físicos, y se comprueba entonces que es finita.
Las teorías para las que esto sí es posible son llamadas renormalizables, como por ejemplo las interacciones del modelo estándar.
QED es la versión cuántica de la electrodinámica clásica, que describe la interacción entre cargas eléctricas y radiación.
En QED, las cargas eléctricas interaccionan mediante el intercambio de fotones, los cuantos del campo electromagnético.
Sin embargo todos estos potenciales distintos corresponden a un único campo electromagnético.
Estas partículas cargadas interaccionan entre sí mediante el intercambio de varios bosones gauge intermediarios —parecidos al fotón—.
La relatividad general puede ser entendida también como una teoría gauge, asociada a la conservación de la energía y el momento.
[57] Es el caso por ejemplo de la conservación del sabor en las colisiones a altas energías.
[60] Las anomalías pueden representar una inconsistencia en la teoría si afectan a una simetría gauge, dado que estas son fundamentales para eliminar grados de libertad no físicos del sistema.
Además, todos estos fermiones poseen una carga denominada isoespín débil, que hace que interaccionen entre sí a través de los bosones débiles Z0 y W± los cuales, a diferencia de los fotones y gluones, tienen masa.
El modelo estándar incluye una partícula de espín 0 y sin carga denominada bosón de Higgs cuya existencia está parcialmente confirmada,[n 21] y que interaccionaría con todas las que tienen masa, incluida ella misma.
[n 22] Su presencia explica precisamente las masas no nulas de las partículas, que en apariencia contradicen la conservación del isoespín débil.
