Bosone di Higgs: differenze tra le versioni

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{{doppia immagine|sinistra|AIP-Sakurai-best.JPG|196|Higgs, Peter (1929) cropped.jpg|111|[[Premio Sakurai]] 2010: Kibble, Guralnik, Hagen, Englert, e Brout. Nel riquadro a destra [[Peter Higgs|Higgs]].}}
 
Il bosone di Higgs è dotato di [[Massa (fisica)|massa]] propria, il cui valore non è previsto dal Modello standard. Misure indirette dalle determinazioni dei parametri elettrodeboli davano indicazioni che i valori più probabili fossero comunque relativamente bassi,<ref>[https://arxiv.org/abs/hep-ph/9810288v2 [hep-ph/9810288v2&#93; The Indirect Limit on the Standard Model Higgs Boson Mass from the Precision FERMILAB, LEP and SLD Data]</ref> in un intervallo accessibile al [[Large Hadron Collider]] presso il [[CERN]]. Molti modelli supersimmetrici predicevano inoltre che il valore più basso possibile della massa del bosone di Higgs fosse intorno a {{M|120|G|eV}} o meno, mentre la teoria dà un limite massimo di circa {{M|200|G|eV}} ({{Mval|≈3,5|ep=≈|3,5e-25|k|gu=kg}}).
 
Ricerche dirette effettuate al [[Large Electron-Positron Collider|LEP]] avevano permesso di escludere valori inferiori a {{M|114,5|G|eV}}.<ref>http://pdg.lbl.gov/2007/tables/gxxx.pdf</ref> Al [[2002]] gli [[acceleratore di particelle|acceleratori di particelle]] avevano raggiunto energie fino a 115 GeV. Benché un piccolo numero di eventi registrati avrebbero potuto essere interpretati come dovuti ai bosoni di Higgs, le prove a disposizione erano ancora inconcludenti. A partire dal 2001 la ricerca del bosone di Higgs si era spostata negli Stati Uniti, studiando le collisioni registrate all'acceleratore [[Tevatron]] presso il [[Fermilab]]. I dati lì raccolti avevano consentito di escludere l'esistenza di un bosone di Higgs con massa compresa tra 160 e 170 [[elettronvolt|GeV]].
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Entrando più in dettaglio, il campo di Higgs consiste in realtà di due campi complessi: doppietto di [[isospin debole]] (gruppo di simmetria [[SU(n)|SU(2)<sub>''L''</sub>]]) e singoletto di [[ipercarica debole]] (gruppo [[Gruppo circolare|U(1)]]<sub>''Y''</sub>) con valore di ipercarica pari a +1; ne discende che il campo con terza componente di isospin debole +½ ha carica elettrica +1, mentre l'altro (isospin -½) è neutro. Assumendo, come già accennato, che la componente reale del campo neutro, la cui particella corrisponde al bosone di Higgs, abbia un valore di aspettazione sul vuoto non nullo e generi di conseguenza una rottura di simmetria, i restanti tre campi reali (due dal campo carico e uno formato dalla parte immaginaria del campo neutro) sarebbero tre [[bosone di Goldstone|bosoni di Goldstone]], per definizione privi di massa e scalari (cioè a 1 [[grado di libertà (meccanica classica)|grado di libertà]]). Ma dato che, per il meccanismo di Higgs, i campi di gauge sono [[Accoppiamento (fisica)|accoppiati]] ai campi di Higgs tramite le [[derivata covariante|derivate covarianti]], i bosoni di Goldstone divengono le componenti longitudinali dei [[bosoni W e Z|bosoni W<sup>+</sup>, W<sup>-</sup> e Z<sup>0</sup>]], i quali, passando perciò dai 2 ai 3 gradi di libertà di [[polarizzazione]], acquistano massa.
 
Come già detto, il Modello standard non predice il valore della massa del bosone di Higgs. Poiché il valore individuato sperimentalmente è compreso tra 115 e {{M|180|G|eV}}, la teoria risulta valida a tutte le scale di energia fino alla [[scala di Planck]] ({{MTA|10<sup>16</sup>|T|eV TeV}}). Il valore di energia più elevato consentito dalla teoria in assenza del bosone di Higgs (o di qualche altro meccanismo di rottura della simmetria elettrodebole) sarebbe invece ipotizzabile intorno a 1,4 TeV; oltre questo punto il Modello standard diventerebbe inconsistente poiché l'[[Teoria della probabilità|unitarietà probabilistica]] risulterebbe violata in alcuni processi di [[scattering]]. In particolare lo scambio di bosoni di Higgs elimina l'andamento incoerente ad alte energie dell'[[ampiezza di probabilità]] nello [[scattering elastico]] delle componenti longitudinali di due bosoni W.
 
== Bosone (Campo) di Higgs e massa dei fermioni ==