Modelu estándar de la física de partícules

El modelu estándar de partícules elementales, colos bosones de gauge na columna derecha.

El modelu estándar de la física de partícules ye una teoría relativista de campos cuánticos desenvuelta ente 1970 y 1973 ^{[ensin referencies]} basada nes idees de la unificación y simetríes que describe la estructura fundamental de la materia y el vacíu considerando les partícules elementales como entes irreducibles que la so cinemática ta rexida poles cuatro interaiciones fundamentales conocíes. La pallabra "modelu" nel nome vien del periodu de los 70 cuando nun había abonda evidencia esperimental que confirmara'l modelu. Hasta la fecha, casi toes^[¿cuál?] les pruebes esperimentales de los trés fuercies descrites pol modelu estándar tán acordies coles sos predicciones. Sicasí, el modelu estándar nun algamar a ser una teoría completa de les interaiciones fundamentales por cuenta de delles cuestiones ensin resolver.

Introducción

A principios del sieglu XXI, el problema d'amenorgar les lleis que gobiernen el comportamientu y la interaición de toles interaiciones fundamentales de la materia siguía siendo un problema non resueltu. El trabayu teóricu mientres el sieglu XX, llevó a una teoría qu'amenorgaba a un esquema común l'electromagnetismu y la fuercia débil, y teníase un modelu fayadizu de la fuercia fuerte. Sicasí, a pesar de diverses propuestes prometedores esistíen tres teoríes distintes pa esplicar les distintes interaiciones fundamentales, a saber:

Teoría electrodébil

La teoría o modelu electrodébil unifica la interaición electromagnética cola materia, la electrodinámica cuántica, cola fuercia nuclear débil, que fueron formulaes en principiu de forma independiente.

La electrodinámica cuántica aniciar en 1927 nun apéndiz d'un artículu de Born, Heisenberg y Jordan sobre mecánica matricial na qu'esti postreru quantiza el campu electromagnéticu llibre. Foi subsiguientemente desenvueltu por Dirac, Jordan, Pauli, Heisenberg y otros y remató antes de 1950 nun trabayu de Tomonaga, Schwinger, Feynman y Dyson. El cálculu del desplazamientu Lamb y el valor exactu de la razón giromagnética del electrón son les predicciones destacables de la electrodinámica cuántica. La teoría de la fuercia nuclear débil empezó en 1932 cola teoría de Fermi pa la desintegración beta. Les meyores de la teoría pa los nucleones fueron feches na teoría V-A que tien en cuenta la violación de paridá. Sicasí los cálculos teóricos d'electrodinámica cuántica pal modelu de Fermi conducíen a infinitos.

El problema superar ente 1961 y 1968 por Glashow, Weinberg, Salam y otros unificando les teoríes electromagnéticu y nuclear débil.

Cromodinámica cuántica

La fuercia nuclear fuerte queda esplicada como interaiciones fuertes ente quarks na cromodinámica cuántica, formulada por Fritzsch, Gell-Man, Leutwyler, y depués por t'Hooft y otros. Esta teoría supón trés "cargues fuertes" como fonte de les fuercies.

Teoría xeneral de la relatividá

Desenvuelta orixinalmente por Einstein, ye la culminación de la mecánica clásica quedando enmarcáu nuna mesma teoría la gravitación y la mecánica. Frente a esti panorama, el Modelu Estándar arrexunta, pero nun unifica, les dos primeres teoríes –el modelu electrodébil y la cromodinámica cuántica– lo qu'apurre una teoría internamente consistente que describe les interaiciones ente toles partícules reparaes esperimentalmente.

Precedentes

Como antecedentes del modelu estándar pueden citase a la teoría de campos y la teoría atómica.

La teoría atómica supón que la materia ta constituyida por entes indivisibles. Los descubrimientos de J. J. Thomson sobre'l electrón y de Y. Rutherford sobre'l nucleu atómicu dieron un meyor entendimientu de la estructura interna del átomu dando llugar a la física electrónica y la física nuclear respeutivamente.

Teoría de campo

Artículos principales: Teoría de campos y Teoría cuántica de campos

La primera, empecipiada por M. Faraday,^{[ensin referencies]} ye la meyor esplicación a l'aición a distancia. Nun entendimientu clásicu de la naturaleza hai tres fenómenos que presenten una aición a distancia: lletricidá, magnetismu y gravedá. Les primeres dos consideráronse fuercies independientes hasta qu'H. C. Ørsted afayó que la corriente llétrica y el magnetismu taben rellacionaos.^{[ensin referencies]} J. C. Maxwell describi matemáticamente la rellación mutua ente los campos llétricu y magnéticu dando un marcu teóricu completu pa la teoría electromagnética. Finalmente A. Einstein unificó dambos campos motiváu pola aparente asimetría al aplicar les ecuaciones de Maxwell a cuerpos en movimientu. Un esfuerciu posterior llevar a xeneralizar esta teoría pa cuerpos aceleraos y el campu gravitatorio na teoría xeneral de la Relatividá.

Na teoría clásica de campos modélase l'aición a distancia ente cuerpos puntuales por aciu un campu continuu que toma, tresporta y dexa enerxía de y a los cuerpos. Anguaño en física de partícules, la dinámica de la materia y de la enerxía na naturaleza entiéndese meyor en términos de cinemática ya interaiciones de partícules fundamentales.^{[ensin referencies]} Téunicamente, la teoría cuántica de campos apurre'l marcu matemáticu pal modelu estándar. El modelu estándar describe cada tipu de partícula en términos d'un campu matemático.^{[ensin referencies]} Sicasí, esti marcu nun fai una distinción esencial ente campu y partícula: dambos pueden ser descritos por una función continua nel espaciu o bien como partícules puntuales.^{[ensin referencies]} Nengunu de los anteriores ufierta una esplicación satisfactoria. Pa una descripción téunica de los campos y de les sos interaiciones, ver la Teoría cuántica de campos.

Simetría de la función d'onda	Estadística	Cuánto del campu !Tipu de campu !Spin	Exemplos	Interpretación
$\phi _{1,2}=\phi _{2,1}$	Bose-Einstein	Bosón	Bosónico	Campu esguilar, campu "gauge"	Les partícules del campu pueden compartir el mesmu estáu d'enerxía y formar un entestaos. En mesmu volume pueden esistir arbitrariamente munchos bosones. Dota a la materia de la so masa.
$\psi _{1,2}=-\psi _{2,1}$	Fermi-Dirac	Fermión	Fermiónico	Semientero	Campu espinoral: Fermión de Dirac, fermión de Majorana, fermión de Weyl	Nun mesmu volume pueden esistir una llindada cantidá de partícules del campu, obedeciendo al principiu d'esclusión de Pauli. Dota a la materia de volume y impenetrabilidad.

Física electrónica

La teoría cuántica del electrón escurrida Paul Dirac describe al electrón a velocidaes relativistes. D'ésta esprende la idea del spin en forma natural como parte de la solución a la formulación relativista d'ecuación de Schrödinger.[1] Archiváu 2016-10-11 en Wayback Machine Esti esfuerciu entepasó les mires, non yá esplicando l'espectru de ciertos átomosPlantía:Cuálos sinón la predicción depués confirmada^[¿cuándo?] d'electrones con carga positiva: los positrones. Sicasí, estes ecuaciones describen al electrón como un únicu electrón o un gas ideal d'electrones, y tamién que'l campu llétricu del electrón ye despreciable con respectu al que ta somorguiáu.^{[ensin referencies]} La investigación teórica sobre la interaición del electrón col campu electromagnéticu y ente electrones da llugar a la electrodinámica cuántica. Esta postrera considerar por demás esitosa pol grau de precisión de les sos predicciones.^{[ensin referencies]}

Los métodos y conceutos utilizaos na electrodinámica cuántica dieron llugar a la teoría cuántica de campos y sentó les bases sobre la que se sofita'l modelu estándar.^{[ensin referencies]}

Aspeutos clave

Simetríes

Les simetríes son invarianzas ante transformación. El teorema de Noether establez una correspondencia ente una simetría y una llei de caltenimientu, ye dicir establez una razón fundamental pola cual reparar el caltenimientu de ciertes magnitúes.

Transformación espacio-temporal	Magnitú caltenida
Traslación espacial	Momentu llinial
Rotación	Momento angular
Traslación temporal	Enerxía

Simetríes Discretes

Wolfgang Pauli y Julian Schwinger independientemente, demostraron que la invariancia so los tresformamientos de Lorentz, implica una invariancia CPT. Esto ye, los campos cuánticos relativistes son invariantes ante'l cambéu de partícula pola so antipartícula y viceversa (Simetría C), invariantes ante la inversión especular (Simetría P) y invariantes ante la inversión temporal (Simetría T).

		Tresformamientu de Paridá
		Leptones levógiros	Leptones dextrógiros
Conxugación de carga	${\binom {\nu _{y}}{y^{-}}}_{\circlearrowleft },{\binom {\nu _{\mu }}{\mu ^{-}}}_{\circlearrowleft },{\binom {\nu _{\tau }}{\tau ^{-}}}_{\circlearrowleft }$	$y_{\circlearrowright }^{-},\mu _{\circlearrowright }^{-},\tau _{\circlearrowright }^{-}$
	Antimateria	$y_{\circlearrowleft }^{+},\mu _{\circlearrowleft }^{+},\tau _{\circlearrowleft }^{+}$	${\binom {y^{+}}{{\bar {\nu }}_{y}}}_{\circlearrowright },{\binom {\mu ^{+}}{{\bar {\nu }}_{\mu }}}_{\circlearrowright },{\binom {\tau ^{+}}{{\bar {\nu }}_{\tau }}}_{\circlearrowright }$

Sicasí, verificóse esperimentalmente que la interaición nuclear débil viola la simetría P: pórtase distintu a la so imaxe especular. Esto supunxo qu'otra simetría ye violada pa restaurar la simetría CPT.^{[ensin referencies]} D'esta manera la simetría CP y la simetría T supunxéronse fundamentales.^{[ensin referencies]} Esperimentos sobre'l kaón demostraron que'l sector quark viola la simetría CP, consecuentemente la simetría T, anque esta postrera nun pudo ser verificada esperimentalmente por cuenta de la so dificultá.^{[ensin referencies]}

Simetríes Internes

Artículu principal: Teoría de campu de gauge

Les simetríes internes tienen un rol importante nel modelu estándar yá que elles esprende la caltenimientu de carga y define inequívocamente la interaición ente partícules.

Simetríes

Tipu !Consecuencies
Global y exactu	Campos esguilares ensin masa Local y exacta	Interaiciones. Bosones mediadores ensin masa.
Interaiciones. Bosones mediadores masivos.

La intensidá de la interaición queda determinada pol acoplamientu del fermión al campu gauge. Esti acoplamientu coincide cola carga llétrica na electrodinámica cuántica y por estensión se les cargues de los fermiones cargaos. Debíu al teorema de Noether a la simetría introducida correspuénde-y una caltenimientu de carga. La ecuación de Yang-Mills xeneraliza la electrodinámica cuántica introduciendo nueves simetríes gauge. Estes simetríes introducen un nuevu bosón, que media la fuercia correspondiente.^{[ensin referencies]}

Tresformamientu gauge	Caltenimientu !Interaición	Bosón
O(1)	Carga llétrica	Electromagnética	Fotón
EL SOL(2)×OY(1)	Hipercarga débil y Isospín débil [ensin referencies]	Electrodébil	W1,W2,W3,B
EL SO(3)	Carga de color	Nuclear fuerte	Gluón

Rotura bonal de simetría

Artículu principal: Mecanismu de Higgs

Magar el modelu ye perfectamente simétricu, la evidencia esperimental demuestra que la realidá nun ye asina, principalmente porque la inclusión de masa nel modelu ruempe estes simetríes, pero esiste la evidencia empírica que demuestra que les partícules son masives. Esto punxo n'evidencia una rotura bonal de simetría pal modelu electrodébil.

Organización del modelu

Pa facilitar la descripción, los términos del lagrangiano del modelu estándar pueden arrexuntase como s'indica na tabla:

${\mathcal {L}}_{SM}=$	Bosones		Fermiones
	Sector Gauge	Sector Higgs	Sector Leptón	Sector Quark
Cinemática de los fermiones			${\begin{array}{l}+({\bar {\nu }}_{L}\ {\bar {y}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\mu }i\partial _{\mu }{\begin{pmatrix}\nu _{L}\\y_{L}\end{pmatrix}}\\+{\bar {y}}_{R}\sigma ^{\mu }i\partial _{\mu }y_{R}\end{array}}$	${\begin{array}{l}+({\bar {o}}_{L}\ {\bar {d}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\mu }i\partial _{\mu }{\begin{pmatrix}o_{L}\\d_{L}\end{pmatrix}}\\+{\bar {o}}_{R}\sigma ^{\mu }\partial _{\mu }o_{R}\\+{\bar {d}}_{R}\sigma ^{\mu }\partial _{\mu }d_{R}\end{array}}$
Términos de masa		${\mathcal {L}}_{Higgs}$	Acoplamientu Yukawa col bosón de Higgs
			${\begin{array}{l}-{{\sqrt {2}} \over v}{\bigg [}({\bar {\nu }}_{L}\ {\bar {y}}_{L})\phi M^{y}y_{R}+{\bar {y}}_{R}{\bar {M}}^{y}{\bar {\phi }}{\begin{pmatrix}\nu _{L}\\y_{L}\end{pmatrix}}{\bigg ]}\end{array}}$	${\begin{array}{l}-{{\sqrt {2}} \over v}{\bigg [}({\bar {o}}_{L}\ {\bar {d}}_{L})\phi M^{d}d_{R}+{\bar {d}}_{R}{\bar {M}}^{d}{\bar {\phi }}{\begin{pmatrix}o_{L}\\d_{L}\end{pmatrix}}{\bigg ]}\\-{{\sqrt {2}} \over v}{\bigg [}(-{\bar {d}}_{L}\ {\bar {o}}_{L})\phi ^{*}M^{o}o_{R}+{\bar {o}}_{R}{\bar {M}}^{o}{\bar {\phi }}^{T}{\begin{pmatrix}-d_{L}\\o_{L}\end{pmatrix}}{\bigg ]}\end{array}}$
Sector electrodébil	${\begin{array}{l}-{\frac {1}{4}}B_{\mu \nu }B^{\mu \nu }\\-{\frac {1}{8}}tr(\mathbf {W} _{\mu \nu }\mathbf {W} ^{\mu \nu })\end{array}}$		Interaición electrodébil
			${\begin{array}{l}({\bar {\nu }}_{L}\ {\bar {y}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\mu }i[-{ig_{1} \over 2}B_{\mu }+{ig_{2} \over 2}\mathbf {W} _{\mu }]{\begin{pmatrix}\nu _{L}\\y_{L}\end{pmatrix}}\\-{\bar {y}}_{R}\sigma ^{\mu }ig_{1}B_{\mu }y_{R}\end{array}}$	${\begin{array}{l}({\bar {o}}_{L}\ {\bar {d}}_{L})\sigma ^{\mu }i[-{ig_{1} \over 6}B_{\mu }+{ig_{2} \over 2}\mathbf {W} _{\mu }]{\begin{pmatrix}o_{L}\\d_{L}\end{pmatrix}}\\+{\bar {o}}_{R}\sigma ^{\mu }{\frac {2}{3}}ig_{1}B_{\mu }o_{R}\\-{\bar {d}}_{R}\sigma ^{\mu }{\frac {1}{3}}ig_{1}B_{\mu }d_{R}\end{array}}$
Cromodinámica cuántica	Campu gluón		Interaición fuerte
	$-{\frac {1}{2}}tr(\mathbf {G} _{\mu \nu }\mathbf {G} ^{\mu \nu })$		$$0$$	${\begin{array}{l}+({\bar {o}}_{L}\ {\bar {d}}_{L}){\tilde {\sigma }}^{\mu }{ig}{\mathbf {G}}_{\mu }{\begin{pmatrix}o_{L}\\d_{L}\end{pmatrix}}\\+{\bar {o}}_{R}\sigma ^{\mu }{ig}{\mathbf {G}}_{\mu }o_{R}\\+{\bar {d}}_{R}\sigma ^{\mu }{ig}{\mathbf {G}}_{\mu }d_{R}\end{array}}$
Sector Higgs
$${\mathcal {L}}_{Higgs}={\overline {{\bigg (}[\partial _{\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{1}B_{\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{2}{\mathbf {W}}_{\mu }]\phi {\bigg )}}}{\bigg (}[\partial _{\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{1}B_{\mu }+{\frac {1}{2}}ig_{2}{\mathbf {W}}_{\mu }]\phi {\bigg )}-{m_{H}^{2}{\bigg (}{\bar {\phi }}\phi -{\frac {v^{2}}{2}}{\bigg )}^{2} \over {2v^{2}}}$$

El modelu estándar inclúi tres campos bosónicos B, W y G correspondientes a les simetríes O(1), LA SO(2) y LA SO(3) respeutivamente. Adicionalmente un bosón $\phi$ agregu pa caltener la simetría nel sector electrodébil.^{[ensin referencies][ensin referencies]} Depués de la rotura bonal de simetría electrodébil los bosones B y W entemécense resultando nel campu electromagnéticu $A_{\mu }$y el bosón neutru de la interaición nuclear débil $Z_{\mu }$.

Los fermiones nel modelu estándar estremar en leptones y quarks acordies col so acoplamientu al campu color. Sicasí, nun esiste razón fundamental por que esto sía asina y formuláronse^[¿quién?] estensiones al modelu pa encarar esta particularidá. Los leptones son $y_{L}$, $y_{R}$ y $\nu _{L}$ y los quarks son $o_{L}$, $d_{L}$, $o_{R}$ y $d_{R}$. El neutrín dextrógiro nun foi reparáu y puede ser por dos razones: o bien el neutrín dextrógiro ye bien masivu^{[ensin referencies]} o bien el neutrín ye un fermión de Majorana y consecuentemente el antineutrino dextrógiro reparáu ye idénticu al neutrín dextrógiro.^{[ensin referencies][ensin referencies]} Los fermiones reales resulten de la composición de la componente levógira y la dextrógira. So la interaición electrodébil formen dobletes levógiros (subíndice L) o singletes dextrógiros (subíndice R).^{[ensin referencies]} Implícitamente cada fermión tien un componente por xeneración.^{[ensin referencies]} Los fermiones de Dirac tán compuestos por un fermión levógiro y otru dextrógiro.

Partícules de materia

 Representación artística d'un átomu d'Heliu

Representación artística d'un átomu d'Heliu 4 según el modelu estándar, amosar de color coloráu les interaiciones electromagnétiques y de color naranxa les Fuertes.

Los fermiones cumplen el rol de partícules de materia yá que, por cuenta de la so estadística, nun pueden esistir dos d'estes partícules nel mesmu estáu cuánticu polo cual necesariamente formen estructures, como un átomu, una molécula o una estructura cristalina. El prototipu de los fermiones ye l'electrón, que la so descripción cuántica y relativista ta dada pola ecuación de Dirac. Sicasí la violación de les simetría C y P de la desintegración beta pon en dulda que'l neutrín respuenda a esta ecuación. Weyl y Ettore Majorana propunxeron dos tales ecuaciones pa describir al neutrín.

Fermiones de Dirac

Denominar asina a la partícula rexida pola ecuación de Dirac. Magar esta ecuación foi de primeres postulada por P. M. Dirac pa describir al electrón a velocidaes relativistes, ye generalizable a otros fermiones como protones y neutrones y de xacíu quarks.

Anque la ecuación resulta en resultancies consistentes colos esperimentos, la solución almite infinitos niveles d'enerxía negativos que nun son reparaos: nengún electrón aparra infinitamente. La interpretación a esta aparente contradicción ye almitir la esistencia d'electrones cargaos positivamente. Hipótesis depués verificada esperimentalmente por C. D. Anderson. La violación de la simetría-C de la interaición nuclear débil riquió modificar la ecuación de dirac p'afaela a los resultaos esperimentales.

Fermión de Majorana

Ettore Majorana propunxo ^[¿cuándo?] un cambéu a la ecuación de Dirac pa incluyir explícitamente l'antipartícula y forzar una asimetría.^{[ensin referencies]} D'esta manera un fermión de Majorana ye la so propia antipartícula.^{[ensin referencies]} La hipótesis del neutrín como fermión de Majorana confirmaríase si repararen desintegraciones dobles beta ensin neutrinos.

Organización de los fermiones elementales

Los fermiones elementales puede estremar en dos grandes categoríes d'alcuerdu a cómo interaccionan ente sigo: leptones y quarks. A diferencia de los primeres los postreros nun se reparen en forma aisllaes sinón que interaccionan fuertemente quedando confinaos n'hadrones: mesones, bariones y los hipotéticos tetraquarks, pentaquarks y molécules hadrónicas. Les partícules de dambes categoríes interaccionan según el modelu electrodébil.

Los seis leptones y seis quarks puede arrexuntar en, hasta'l momentu, trés xeneraciones o families de dos partícules caúna. Cada xeneración difier solamente na masa, el restu de les propiedaes, cargues, son idéntiques ente xeneraciones, anque les investigaciones sobre'l momentu anómalu del muon podríen refutar esto. Hai que notar qu'esta división nun ye esplicada pol modelu estándar como tampoco si ye coincidencia qu'esistan la mesma cantidá de xeneraciones tantu pa quarks como para leptones.

Partícules de materia fundamental del Modelu Estándar

	Leptones		Quarks
Families	Nome	Símbolu	Nome	----- align="center"	1a	electrón	$y^{-}$	up	----- align="center"	neutrín electrónicu | $\nu _{y}$	down	d
2a	muon	$\mu ^{-}$	charm	c
	neutrín muónico	$\nu _{\mu }$	strange	s
3a	tau	$\tau ^{-}$	top	t
	neutrín tauónico	$\nu _{\tau }$	bottom	b

Llista de fermiones del Modelu Estándar

Esta tabla basar en parte de datos tomaos pol Grupu de Datos de Partícules (Quarks).

Fermiones zurdos nel Modelu Estándar

Familia 1
Fermión (levógiro)	Símbolu !Carga llétrica	Isospin débil	Hipercarga	Carga de Color	Masa
Electrón	$y^{-}\,$	$-1\,$	$-1/2\,$	$-1/2\,$	${\mathbf {1}}\,$	511 keV/C²
Positrón	$y^{+}\,$	$+1\,$	$0\,$	$+1\,$	${\mathbf {1}}\,$	511 keV/C²
Neutrín electrónicu	$\nu _{y}\,$	$0\,$	$+1/2\,$	$-1/2\,$	${\mathbf {1}}\,$	< 2 eV/C²
Up quark	$o\,$	$+2/3\,$	$+1/2\,$	$+1/6\,$	${\mathbf {3}}\,$	~ 3 MeV/C²
Up antiquark	${\bar {o}}\,$	$-2/3\,$	$0\,$	$-2/3\,$	${\mathbf {\bar {3}}}\,$	~ 3 MeV/C²
Down quark	$d\,$	$-1/3\,$	$-1/2\,$	$+1/6\,$	${\mathbf {3}}\,$	~ 6 MeV/C²
Down antiquark	${\bar {d}}\,$	$+1/3\,$	$0\,$	$+1/3\,$	${\mathbf {\bar {3}}}\,$	~ 6 MeV/C²
Familia 2
Fermión (levógiro)	Símbolu !Carga llétrica	Isospin débil	Hipercarga	Carga de Color	Masa
Muon	$\mu ^{-}\,$	$-1\,$	$-1/2\,$	$-1/2\,$	${\mathbf {1}}\,$	106 MeV/C²
Antimuón	$\mu ^{+}\,$	$+1\,$	$0\,$	$+1\,$	${\mathbf {1}}\,$	106 MeV/C²
Neutrín muónico	$\nu _{\mu }\,$	$0\,$	$+1/2\,$	$-1/2\,$	${\mathbf {1}}\,$	< 2 eV/C²
Quark Charm	$c\,$	$+2/3\,$	$+1/2\,$	$+1/6\,$	${\mathbf {3}}\,$	~ 1.3 GeV/C²
Antiquark Charm	${\bar {c}}\,$	$-2/3\,$	$0\,$	$-2/3\,$	${\mathbf {\bar {3}}}\,$	~ 1.3 GeV/C²
Quark Strange	$s\,$	$-1/3\,$	$-1/2\,$	$+1/6\,$	${\mathbf {3}}\,$	~ 100 MeV/C²
Antiquark Strange	${\bar {s}}\,$	$+1/3\,$	$0\,$	$+1/3\,$	${\mathbf {\bar {3}}}\,$	~ 100 MeV/C²
Familia 3
Fermión (levógiro)	Símbolu !Carga llétrica	Isospin débil	Hipercarga	Carga de Color	Masa
tau	$\tau ^{-}\,$	$-1\,$	$-1/2\,$	$-1/2\,$	${\mathbf {1}}\,$	1.78 GeV/C²
Anti-tau	$\tau ^{+}\,$	$+1\,$	$0\,$	$+1\,$	${\mathbf {1}}\,$	1.78 GeV/C²
Neutrín tauónico	$\nu _{\tau }\,$	$0\,$	$+1/2\,$	$-1/2\,$	${\mathbf {1}}\,$	< 2 eV/C²
Top quark	$t\,$	$+2/3\,$	$+1/2\,$	$+1/6\,$	${\mathbf {3}}\,$	171 GeV/C²
Top antiquark	${\bar {t}}\,$	$-2/3\,$	$0\,$	$-2/3\,$	${\mathbf {\bar {3}}}\,$	171 GeV/C²
Bottom quark	$b\,$	$-1/3\,$	$-1/2\,$	$+1/6\,$	${\mathbf {3}}\,$	~ 4.2 GeV/C²
Bottom antiquark	${\bar {b}}\,$	$+1/3\,$	$0\,$	$+1/3\,$	${\mathbf {\bar {3}}}\,$	~ 4.2 GeV/C²

Les cargues de les partícules elementales surden de resultes necesaria d'imponer simetríes "internes" o de "gauge" ^{[ensin referencies]}.

Estes cargues facer susceptibles a les fuercies fundamentales ^{[ensin referencies]} según lo descrito na seición siguiente.

• Los quarks vienen en trés "colores" (llamaes por conveniencia colorada, verde o azul), que son usaes pa describir como interactúan col campu gluón.
• Los quarks tipu up (up, top o charm) tienen asignaes una carga llétrica de +2/3, y los tipu down (down, strange y bottom) tienen asignaes una carga llétrica de -1/3, dexando a dambos tipos participar n'interaiciones electromagnétiques. Debíu al confinamientu de quarks estes midíes son siempres indireutes, salvo la del quark top.
• Los leptones non evidencian nenguna interaición fuerte, polo que nun tienen asignada nenguna carga de color.
• Los leptones cargaos (l'electrón, el muon, y el leptón tau) por razones históriques lleven una carga llétrica de -1, dexándo-yos participar n'interaiciones electromagnétiques.
• Los leptones neutros (los neutrinos) nun lleven nenguna carga llétrica, evitándose que participen n'interaiciones electromagnétiques.
• Los quarks y los leptones levógiros lleven delles cargues de sabor, incluyendo'l isospin débil, dexando a toes elles interaccionar recíprocamente vía la interaición nuclear débil.

Modelu estándar de leptones

Un primer modelu de leptones foi propuestu por Steven Weinberg en 1967 basáu na simetría gauge LA SO(2)×O(1) y trabayos previos de Glashow, Salam y Ward y el mecanismu Brout-Englert-Higgs. Magar el modelu inclúi solamente al electrón y al neutrín electrónicu, el principiu de la universalidá leptónica establez que tolos leptones acoplar d'igual manera a los bosones vectoriales y dexa aplicar el modelu de Weinberg igualmente a los muones y tauones.

El modelu introduz les mases de los leptones por aciu la interaición d'un campu esguilar. Pa esto estrema a cada unu de los leptones nos sos dos partes quirales (dextrógira y levógira) resultando en dos fermiones de Weyl levógiros : un doblete $\ell$ y un singlete $y^{+}$. Cada componente del doblete identificar con un leptón cargáu y el so correspondiente neutrín electrónicu. El singlete ye un leptón cargáu dextrógiro.

El modelu estándar de leptones puede resumir na siguiente manera.

		Tresformamientu de Paridá
		Leptones levógiros	Leptones dextrógiros
Conxugación de carga	${\binom {\nu _{y}}{y^{-}}}_{\circlearrowleft },{\binom {\nu _{\mu }}{\mu ^{-}}}_{\circlearrowleft },{\binom {\nu _{\tau }}{\tau ^{-}}}_{\circlearrowleft }$	$y_{\circlearrowright }^{-},\mu _{\circlearrowright }^{-},\tau _{\circlearrowright }^{-}$
	Antimateria	$y_{\circlearrowleft }^{+},\mu _{\circlearrowleft }^{+},\tau _{\circlearrowleft }^{+}$	${\binom {y^{+}}{{\bar {\nu }}_{y}}}_{\circlearrowright },{\binom {\mu ^{+}}{{\bar {\nu }}_{\mu }}}_{\circlearrowright },{\binom {\tau ^{+}}{{\bar {\nu }}_{\tau }}}_{\circlearrowright }$

Interaiciones

Los leptones interaccionan emitiendo y absorbiendo bosones W, Z y fotones. La emisión o absorción d'un bosón W implica un cambéu de isospin débil y carga del leptón. Los bosones Z responsables de la dispersión elástica de neutrinos y la única interaición que tienen los neutrinos cola materia.

Los leptones cargaos, naturalamente, interactúan electromagnéticamente, independientemente del so quiralidad.

Xeneración de masa

Los leptones cargaos adquieren la so masa reparada depués de la rotura bonal de la simetría electrodébil interactuando col bosón de Higgs.

Los leptones neutros —neutrinos— permanecen ensin masa. Esto non se condice coles resultancies esperimentales, polo que'l mecanismu pol cual los neutrinos adquieren masa escapa al modelu estándar. En primer llugar la non observación de neutrinos dextrógiros implica que nun pueden adquirir masa de Dirac. La carga llétrica nula de los neutrinos nun esclúi qu'adquieran masa de Majorana, anque esto violaría'l caltenimientu del númberu leptónico.^{[ensin referencies]}

Oscilación de neutrinos

La masa non nulo de los neutrinos implica una oscilación ente los distintos tipos de neutrinos $\nu _{y}\rightarrow \nu _{\mu }\rightarrow \nu _{\tau }\rightarrow \nu _{y}\rightarrow \ ...$

De la mesma, esta oscilación dexa la escayencia de leptones cargaos d'una familia a otra emitiendo un fotón, por casu

$\mu \rightarrow W\nu _{\mu }\rightarrow W\nu _{y}\rightarrow \gamma W\nu _{y}\rightarrow \gamma \ y$

Sicasí la probabilidá d'esti procesu ye despreciable^{[ensin referencies]}.

Modelu estándar de Quarks

Artículu principal: Modelu de quarks

El modelu de quarks orixinalmente tenía trés quarks, up down y strange.^{[ensin referencies]} Caúnu portador de los númberos cuánticos isospin enriba, isospin embaxo y estrañedá. El mecanismu Glashow-Iliopolous-Maiani predixo un cuartu quark (charm o encantu). El mecanismu Cabbibo-Kobayashi-Maskawa prediz una tercer xeneración de quarks, top y bottom (truth y beauty).^{[ensin referencies]}

Mecanismu Glashow-Iliopolous-Maiani

Artículu principal: Mecanismu Glashow-Ilionopolous-Maiani

Mecanismu Cabibbo-Kobayashi-Maskawa

Artículu principal: Mecanismu Cabibbo-Kobayashi-Maskawa

Quark Top

Artículu principal: Quark Top

El quark top tien cierta relevancia nel modelu estándar yá que la so curtia vida media nun-y dexa hadronizar y la so masa puede determinase con mayor precisión que la de los otros quarks.^{[ensin referencies]}

Campos de norma o "gauge"

Les fuercies na física son la forma en que les partícules interactúan recíprocamente ya inflúyense mutuamente. A nivel macroscópico, por casu, la fuercia de Lorentz dexa que les partícules cargaes llétricamente interactúen con campu electromagnéticu. Otru exemplu, la fuercia de gravitación dexa que dos partícules con masa atráiganse una a otra acordies cola Teoría de gravitación de Newton. El modelu estándar esplica la primera d'estes fuercies como la resultancia del intercambiu d'otres partícules per parte de les partícules de materia, conocíes como partícules mediadores de la fuercia. Cuando s'intercambia una partícula mediadora de la fuercia, a nivel macroscópico l'efectu ye equivalente a una fuercia qu'inflúi a los dos, y dizse que la partícula medió (esto ye, foi l'axente de) esa fuercia. Créese ^[¿quién?] que les partícules mediadores de fuercia son la razón pola qu'esisten les fuercies y les interaiciones ente les partícules reparaes nel llaboratoriu y nel universu.

Les partícules mediadores de fuercia descrites pol modelu estándar tamién tienen spin (al igual que les partícules de materia), pero nel so casu, el valor del spin ye necesariamente enteru, particularmente unitariu, significando que toles partícules mediadores de fuercia son bosones.^{[ensin referencies]} Consecuentemente, nun siguen el principiu d'esclusión de Pauli. Los diversos tipos de partícules mediadores de fuercia son descrites de siguío.

• Los fotones medien la fuercia electromagnético ente les partícules llétricamente cargaes. El fotón nun tien masa y ta descritu pola teoría de la electrodinámica cuántica.^{[ensin referencies]}

• Los bosones de gauge W⁺, W^–, y Z⁰ medien les interaiciones nucleares débiles ente les partícules de diversos sabores (tolos quarks y leptones). Son masivos, col Z⁰ más masivu que'l $W^{\pm }$. Les interaiciones débiles qu'impliquen al $W^{\pm }$ actúen puramente en partícules maniegues y non sobre les antipartícules maniegues. Amás, el $W^{\pm }$ lleva una carga llétrica de +1 y -1 y participa nes interaiciones electromagnétiques. El bosón llétricamente neutru Z⁰ interactúa con dambes partícules y antipartícules maniegues. Estos trés bosones gauge xunto colos fotones arrexuntar xuntos y midíen colectivamente les interaiciones electrodébiles.^{[ensin referencies]}
• Los ocho gluones medien les interaiciones nucleares fuertes ente les partícules cargaes con color (los quarks). Los gluones nun tienen masa. La multiplicidá de los gluones etiquetar poles combinaciones del color y de una carga de anticolor (esto ye, Coloráu-anti-Verde). Como'l gluon tien una carga efectiva de color, pueden interactuar ente sigo mesmos. Los gluones y les sos interaiciones describir por aciu la teoría de la cromodinámica cuántica.

Tresformamientu gauge		Carga Caltenida		Bosón elemental		Interaición		Teoría
EL SO(2)L×O(1)Y	O(1)EM	Hipercarga débil $Y_{W}=2(Q-I_{3})$	Carga llétrica $Q$	W1,W2,W3,B	Fotón	Electrodébil	Electromagnética	Electrodinámica cuántica
	EL SO(2)L		Isospin débil $I_{3}$		W+,W-,Z⁰		Nuclear débil	Teoría electrodébil
EL SO(3)		Carga de color		Gluón		Nuclear fuerte		Cromodinámica cuántica

Sector electrodébil

El modelu estándar de les interaiciones electrodébiles ta basáu nel grupu gauge EL SO(2)×O(1), con cuatro bosones gauge $W_{\mu }^{1},W_{\mu }^{2},W_{\mu }^{3}$ paL SO(2) y B para O(1), y les correspondientes constantes d'acoplamientu g y g'. Los fermiones levógiros de la xeneración iésima son dobletes. Los fermiones dextrógiros son singletes nEL SO(2). El modelu mínimu contién tres generación o families. La interaición débil acoplar a la quiralidad del fermión de la forma más asimétrica posible: acoplar a fermiones levógiros pero non a los dextrógiros. D'esta manera la interaición electrodébil acóplase solamente a los fermiones levógiros, cargaos o non. Esto supón una violación a la simetría P polo que se fai necesaria la violación d'otra simetría, nesti casu la conxugación de carga, por que la simetría restáurese.^{[ensin referencies]}

El lagrangiano del fermión na interaición electrodébil queda definíu depués de la rotura bonal de simetría como:$${\begin{array}{rcl}{\mathcal {L}}_{fermi{\acute {o}}n}&=&\sum _{i}{\bar {\psi }}_{i}(i{\cancel {\partial }}-m_{i}-{m_{i}H \over v})\psi _{i}&(1)\\&&-{g \over {2{\sqrt {2}}}}\sum _{i}{\bar {\Psi }}_{i}\gamma ^{\mu }(1-\gamma ^{5})(T^{+}W_{\mu }^{+}+T^{-}{W_{\mu }^{-}})\Psi _{i}&(2)\\&&-e\sum _{i}Q_{i}{\bar {\psi }}_{i}\gamma ^{\mu }\psi _{i}A_{\mu }&(3)\\&&-{g \over {2\cos {\theta _{W}}}}\sum _{i}{\bar {\psi }}_{i}\gamma ^{\mu }(g_{V}^{i}-g_{A}^{i}\gamma ^{5})\psi _{i}Z_{\mu }&(4)\end{array}}$$Onde cada unu de los términos representen:

1. El campu fermiónico acopláu al campu de Higgs por aciu un acoplamientu de Yukawa.
2. La interaición de los dobletes levógiros $\Psi _{i}={\binom {\nu _{i}}{\ell _{i}^{-}}}$ó $\Psi _{i}={\binom {o_{i}}{d'_{i}}}$colos bosones cargaos $W^{\pm }\triangleq {(W^{1}\mp iW^{2}) \over {\sqrt {2}}}$. Esto implica que na interaición débil los fermiones participen nos pares daos. Por casu electrón-neutrín o quark up - quark down.
3. La interaición electromagnética ente'l fotón $A\triangleq B\cos \theta _{W}+W^{3}\operatorname {sen} \theta _{W}$ y el fermión. La constante d'acoplamientu d'esta interaición ta dada pola carga elemental definida según $y=g\operatorname {sen} \theta _{W}$
4. La interaición del fermión col bosón neutru $Z\triangleq -B\operatorname {sen} +W^{3}\cos \theta _{W}$

onde $\theta _{W}=\tan ^{-1}{g' \over g}$ye'l ángulu d'amiestu electrodébil.

La interaición electrodébil ente quarks puede resumir de la siguiente manera:

Emisión/Absorción de bosones W	Creación/Aniquilación de quarks
${\begin{matrix}q_{i}^{+{2 \over 3}}\leftrightarrow W^{+}q_{j}^{-{1 \over 3}}\\q_{i}^{-{1 \over 3}}\leftrightarrow W^{-}q_{j}^{+{2 \over 3}}\\q_{i}^{-{2 \over 3}}\leftrightarrow W^{-}q_{j}^{+{1 \over 3}}\\q_{i}^{+{1 \over 3}}\leftrightarrow W^{+}q_{j}^{-{2 \over 3}}\\\end{matrix}}$	${\begin{matrix}W^{+}\leftrightarrow q_{i}^{+{2 \over 3}}q_{j}^{1 \over 3}\\W^{-}\leftrightarrow q_{i}^{-{2 \over 3}}q_{j}^{-{1 \over 3}}\end{matrix}}$

Decaimiento beta:

$\overbrace {d^{-{1 \over 3}}o^{+{2 \over 3}}d^{-{1 \over 3}}} ^{n}\rightarrow \overbrace {d^{-{1 \over 3}}o^{+{2 \over 3}}o^{+{2 \over 3}}} ^{p}W^{-}\rightarrow \overbrace {d^{-{1 \over 3}}o^{+{2 \over 3}}o^{+{2 \over 3}}} ^{p}e^{-}{\bar {\nu }}_{y}$

Emisión/absorción de bosones W	Creación/aniquilación de leptones
${\begin{matrix}\ell _{i}^{-}\leftrightarrow W^{-}\nu _{i}\\\ell _{i}^{+}\leftrightarrow W^{+}{\bar {\nu }}_{i}\\\nu _{i}\leftrightarrow W^{+}\ell _{i}^{-}\\{\bar {\nu }}_{i}\leftrightarrow W^{-}\ell _{i}^{+}\end{matrix}}$	${\begin{matrix}W^{+}\leftrightarrow \ell _{i}^{+}\nu _{i}\\W^{-}\leftrightarrow \ell _{i}^{-}{\bar {\nu }}_{i}\end{matrix}}$

En tolos casos la carga caltener en dambos llaos de la interaición, como asina'l númberu leptónico, esto ye, la diferencia ente leptones y antileptones. Amás la interaición asocede siempres ente fermiones de la mesma xeneración.

Por casu la escayencia mu:

$\mu ^{-}\rightarrow W^{-}\nu _{\mu }\rightarrow y^{-}{\bar {\nu }}_{y}\nu _{\mu }$

Xeneración de masa

Mecanismu de Higgs

Artículu principal: Bosón de Higgs

La partícula de Higgs ye una partícula elemental (con masa) predicha nel modelu estándar. Tien spin S=0, polo que ye un bosón.

El bosón de Higgs desempeña un papel únicu nel modelu estándar, y un papel dominante n'esplicar los oríxenes de la masa de los bosones W y Z, los leptones cargaos, los quarks y la so propia masa ^{[ensin referencies]}. Les mases de les partícules elementales, y les diferencies ente l'electromagnetismu (causada pol fotón) y la fuercia débil (causada polos bosones W y Z), son crítiques en munchos aspeutos de la estructura de la materia microscópico (y polo tanto macroscópica).

Hasta l'añu 2012, nengún esperimentu detectara direutamente la esistencia del bosón de Higgs, anque había una cierta evidencia indireuta d'él. Toles esperances taben puestes nes investigaciones realizaes por aciu el Gran colisionador d'hadrones del CERN. Esti centru fixo l'históricu anunciu del afayu d'una partícula compatible coles propiedaes del bosón de Higgs el 4 de xunetu de 2012, confirmáu polos esperimentos ATLES y CMS. Pero entá falta ver si esta nueva partícula cumple les carauterístiques prediches del bosón de Higgs daes pol modelu estándar.

Pruebes y predicciones

El Modelu Estándar predicía la esistencia de los bosones W y Z, el gluón. Les sos propiedaes prediches fueron esperimentalmente confirmaes con bona precisión.

El Large Electron-Positron collider (LEP) nel CERN probó delles predicciones ente les escayencies de los bosones Z, y confirmar.

La tabla siguiente amuesa una comparanza ente los valores midíos esperimentalmente y los predichos pol Modelu Estándar:

Cantidá	Midida (GeV)	Predicción del Modelu Estándar (GeV)
Masa del bosón W	80,4120 ± 0,0420	80,3900 ± 0,0180
Masa del bosón Z	91,1876 ± 0,0021	91,1874 ± 0,0021

Insuficiencias del modelu estándar

Una de les principales dificultaes a superar pal modelu estándar foi la falta d'evidencies científiques ^{[ensin referencies]}. Sicasí'l 4 de xunetu de 2012 los físicos anunciaron l'afayu d'un bosón compatible coles carauterístiques descrites, ente otros, por Peter Higgs; en que'l so honor bautizar la partícula. El fechu de ser alcontráu en dos detectores distintos según la so fiabilidá (grau de certidume o sigma) fai que bien probablemente esta estorbisa del modelu estándar fuera superáu.

Inclusive cuando'l Modelu Estándar tuvo gran ésitu n'esplicar los resultaos esperimentales, tien ciertes cuestiones importantes ensin resolver:

1. El problema del númberu de constantes físiques fundamentales. El modelu contién 19 parámetros arbitrarios que los sos valor escoyer por que les predicciones afacer a los resultaos expermimentales.
2. Por qué les interaiciones danse como simetríes gauge del grupu EL SO_C(3)×EL SO_L(2)×O_Y(1).
3. Por qué hai tres generación de quarks y leptones.
4. Por qué nun hai hadrones con carga fraccionaria (a pesar que los sos constituyentes, los quarks, sí la tienen).
5. Cuál ye l'orixe de les mases de los leptones y los quarks y/o l'aparente xerarquía de mases.
6. L'orixe de la violación CP. Dientro d'él, la materia y la antimateria son simétriques. La preponderancia de la materia nel universu podría ser esplicada diciendo que l'universu empezó con otres condiciones iniciales, pero la mayoría ^[¿quién?] de los físicos piensen qu'esta esplicación nun ye elegante.
7. Nun esplica la materia escuro nin la enerxía escura.

Parámetros arbitrarios del modelu estándar

El modelu estándar tien 19 parámetros que tienen d'establecese de forma arbitraria pa ser consistente coles resultancies expermientales. Estos son trés contantes d'acoplamientu, los nueve mases de los fermiones cargaos y los cuatro ángulos y fase de la matriz CMK. Adicionalmente les mases de los neutrinos y los seis ángulos d'amiestu.

Constantes d'acoplamientu

El modelu estándar tien trés constantes d'acoplamientu per cada grupu de simetría LA SO_color(3), EL SO_levógiro(2), O_yukawa(1): g3, g' y g respeutivamente. Alternativamente a g y g' pueden definise a partir del ángulu d'amiestu electrodébil y la carga elemental:

$\theta _{W}=\tan ^{-1}{g' \over g}$

$y=g\operatorname {sen} \theta _{W}$

O bien a partir de la constante d'estructura fina.

Mases de los fermiones cargaos

Les mases de los leptones cargaos electrón, muon y tauón pueden midise con relativa facilidá.

Sicasí, como los quarks nun se reparen llibremente, la so masa tien qu'inferise.

Ángulos d'amiestu de la matriz CMK

La matrix CMK queda definida por trés ángulos y una fase, únicu mecanismu conocíu responsable de la violación CP.

Parámetros del mecanismu de Higgs

Unu d'ellos ye la esperanza en vacíu, que foi determindado en 2012 nel LHC.

Otru parámetru ye l'acoplamientu de los fermiones al bosón de Higgs.

Parámetru θ de la Cromodinámica Cuántica

Ver Teoría de Peccei-Quinn

Parámetro Oscilación de los neutrinos

Ver Matriz de Pontecorvo–Maki–Nakagawa–Sakata

Estensiones al modelu estándar

Una meta importante de la física ye atopar la base común que xuniría a toes éstes^{[ensin referencies]} nuna teoría del tou, na cual toles otres lleis que conocemos seríen casos especiales, y de la cual puede derivase'l comportamientu de tola materia y enerxía (idealmente a partir de primeros principios).

Esisten alternatives al Modelu Estándar qu'intenten dar respuesta a estes "defectos", como por casu la teoría de cuerdes y la Gravedá cuántica de bucles.

Ver tamién

• Física nuclear
• Interaición débil y teoría electrodébil

Bibliografía

• R. Oerter (2006). Plume: The Theory of Almost Everything: The Standard Model, the Unsung Triumph of Modern Physics.
• B.A. Schumm (2004). Johns Hopkins University Press: Deep Down Things: The Breathtaking Beauty of Particle Physics. ISBN 0-8018-7971-X.
• «The Standard Model of Particle Physics Interactive Graphic».
• (2003) Institute of Physics: Gauge Theories in Particle Physics: A Practical Introduction.. ISBN 978-0-585-44550-2.
• (2000) Springer: Gauge Theory of Weak Interactions. ISBN 3-540-67672-4.
• (2006) Cambridge University Press: The Ideas of Particle Physics: An Introduction for Scientists.
• D.J. Griffiths (1987). John Wiley & Sons: Introduction to Elementary Particles. ISBN 0-471-60386-4.
• G.L. Kane (1987). Perseus Books: Modern Elementary Particle Physics. ISBN 0-201-11749-5.

• Datos: Q18338
• Multimedia: Standard Model (physics)