Bosón de Goldstone

Propuestos por vez primera en 1960 por Yoichiro Nambu,[1]​[2]​ estos bosones están asociados a generadores de la simetría rota.Pueden considerarse como excitaciones del campo en la dirección simétrica y carecen de masa, si la simetría espontáneamente rota no ha sido rota explícitamente.si se rompe explícitamente, además de espontáneamente, entonces los bosones de Goldstone serán masivos, aunque generalmente ligeros.A estos se les denomina pseudo bosones de Goldstone, o pseudo bosones de Nambu-Goldstone (PNGBs, por sus siglas en inglés).El teorema de Goldstone indica que siempre que una simetría continua se rompe de forma espontánea, aparecen nuevas partículas escalares sin masa (o muy ligeras, si la simetría no es exacta), dentro del espectro de las posibles excitaciones.Existe una partícula escalar, denominada bosón de Goldstone, por cada generador de la simetría que se rompe, es decir, que no mantiene el estado de mínima energía.Existe una ligera sutileza en este teorema.Si se lee cuidadosamente, sólo indica que existen estados de no-vacío con energías arbitrariamente pequeñas.Tómese por ejemplo un modelo super QCD N = 1 quiral, con un valor esperado de vacío de squark no nulo, que es conforme en el IR.Algunos de los bosones de Goldstone asociados con estos SSB adquieren carga debido al grupo gauge no roto y, por ello, estos bosones compuestos tienen un espectro de masa continuo, con masas arbitrariamente pequeñas, aunque no existe ningún bosón de Goldstone con masa exactamente nula.Estos últimos pasan a ser masivos y su nueva polarización longitudinal la proporciona el bosón de Goldstone.y tomar el límite en que λ tiende a infinito.El campo se puede redefinir para produzca un campo escalar (es decir, partículas de espín cero) θ sin ninguna ligadura, utilizandodonde θ es el bosón de Goldstone (en realidad lo es kθ) y la densidad lagrangiana vendría dada por:Por lo general, los bosones de Goldstone casi nunca tienen masa y parametrizan la curva de los posibles estados del vacío.Por lo que, al actuar el operador carga sobre el vacío, siempre se genera un estado de frecuencia nula.Si el vacío no es invariante bajo la simetría, al actuar con el operador carga se produce un estado que es diferente del vacío, pero que tiene frecuencia nula.Se concluye pues que existen estados con frecuencia nula y que la teoría no puede tener saltos másicos.Si se aplica al vacío un operador carga aproximado,se genera un estado con derivada temporal casi nula., la frecuencia de cualquier estado ortogonal al del vacío será al menosEste razonamiento falla por completo cuando la simetría tiene un gauge, ya que entonces el generador de la simetría estará realizando sólo una transformación gauge.Un estado gauge transformado es exactamente el mismo estado, de forma que al actuar con un generador simétrico no se saldrá del vacío.Existe una versión del teorema de Goldstone que también aplica a las teorías no relativistas (y también a las teorías relativistas con ruptura espontánea de simetría Lorentz.Básicamente indica que por cada simetría global espontáneamente rota le corresponde una cuasipartícula sin salto energético (la versión no relativista del salto másico).Es importante observar que aquí la energía es en realidadSin embargo, existen dos generadores espontáneamente rotos diferentesque pueden dar lugar al mismo bosón de Goldstone.Por ejemplo, en un superfluido, tanto la simetría U(1) del número de partículas, como la simetría galileana sufren ruptura espontánea.La ruptura espontánea de simetrías fermiónicas globales, que ocurren en algunos modelos supersimétricos, producen fermiones de Goldstone, o Goldstinos.El compañero supersimétrico bosónico del goldstino, denominado sgoldstino, también aparece.