bosón de Higgs

Los físicos explican las partículas y fuerzas fundamentales del universo en términos del Modelo Estándar , un marco ampliamente aceptado basado en la teoría cuántica de campos que predice con gran precisión casi todas las partículas y fuerzas conocidas, excepto la gravedad . (Para la gravedad se utiliza una teoría aparte, la relatividad general ). En el Modelo Estándar, las partículas y fuerzas en la naturaleza (excepto la gravedad) surgen de propiedades de los campos cuánticos conocidas como invariancia de gauge y simetrías . Las fuerzas en el Modelo Estándar se transmiten mediante partículas conocidas como bosones de gauge . ^{[ 19 ] [ 20 ]}

"No es exagerado decir que la física es el estudio de la simetría" – Philip Anderson , Premio Nobel de Física ^{[ 21 ]}

Las teorías invariantes de gauge poseen una característica útil: los cambios en ciertas magnitudes no alteran los resultados experimentales. Por ejemplo, aumentar el potencial eléctrico de un electroimán en 100  voltios no produce ningún cambio en el campo magnético que genera. De manera similar, la velocidad de la luz medida en el vacío permanece inalterada, independientemente de la ubicación en el tiempo y el espacio, y del campo gravitatorio local .

En estas teorías, la gauge es una magnitud que puede modificarse sin que ello tenga efecto alguno. Esta independencia de los resultados respecto a ciertos cambios se denomina invariancia de gauge, y dichos cambios reflejan simetrías de la física subyacente. Estas simetrías imponen restricciones a las fuerzas y partículas fundamentales del mundo físico. Por consiguiente, la invariancia de gauge es una propiedad importante dentro de la teoría de la física de partículas. Las simetrías de gauge están estrechamente relacionadas con las leyes de conservación y se describen matemáticamente mediante la teoría de grupos . Tanto la teoría cuántica de campos como el Modelo Estándar son teorías invariantes de gauge, lo que significa que las simetrías de gauge permiten la derivación teórica de las propiedades del universo.

Las teorías cuánticas de campos basadas en la invariancia de gauge se habían utilizado con gran éxito para comprender las fuerzas electromagnética y fuerte , pero hacia 1960, todos los intentos de crear una teoría invariante de gauge para la fuerza débil (y su combinación con la fuerza electromagnética, conocidas conjuntamente como interacción electrodébil ) habían fracasado sistemáticamente. Como resultado de estos fracasos, las teorías de gauge comenzaron a caer en descrédito. El problema radicaba en que los requisitos de simetría para estas dos fuerzas predecían erróneamente que los bosones de gauge de la fuerza débil ( W y Z ) tendrían masa cero (en la terminología especializada de la física de partículas, "masa" se refiere específicamente a la masa en reposo de una partícula ). Sin embargo, los experimentos demostraron que los bosones de gauge W y Z tenían masa (en reposo) distinta de cero. ^{[ 22 ]}

Además, muchas soluciones prometedoras parecían requerir la existencia de partículas adicionales conocidas como bosones de Goldstone , pero la evidencia sugería que estas no existían. Esto significaba que o bien la invariancia de gauge era un enfoque incorrecto, o bien algo desconocido estaba otorgando masa a los bosones W y Z de la fuerza débil, y lo hacía de una manera que no implicaba la existencia de bosones de Goldstone. A finales de la década de 1950 y principios de la de 1960, los físicos no sabían cómo resolver estos problemas ni cómo crear una teoría integral para la física de partículas.

A finales de la década de 1950, Yoichiro Nambu reconoció que la ruptura espontánea de simetría , un proceso por el cual un sistema simétrico se vuelve asimétrico, podría ocurrir bajo ciertas condiciones. ^{[ d ]} La ruptura de simetría es cuando alguna variable toma un valor que no refleja las simetrías que tienen las leyes subyacentes, como cuando el espacio de todas las configuraciones estables posee una simetría dada pero las configuraciones estables no poseen individualmente esa simetría. ^{[ e ]} En 1962, el físico Philip Anderson , un experto en física de la materia condensada , observó que la ruptura de simetría juega un papel en la superconductividad y sugirió que también podría ser parte de la respuesta al problema de la invariancia de gauge en la física de partículas.

Específicamente, Anderson sugirió que los bosones de Goldstone que resultarían de la ruptura de simetría podrían, en ciertas circunstancias, ser "absorbidos" ^{[ f ]} por los bosones W y Z sin masa . De ser así, tal vez los bosones de Goldstone no existirían y los bosones W y Z podrían ganar masa , resolviendo ambos problemas a la vez. Un comportamiento similar ya se había teorizado en la superconductividad. ^{[ 23 ]} En 1964, los físicos Abraham Klein y Benjamin Lee demostraron que esto era teóricamente posible , al menos para algunos casos limitados ( no relativistas ). ^{[ 24 ]}

Tras los artículos de 1963 ^{[ 25 ]} y principios de 1964 ^{[ 24 ]} , tres grupos de investigadores desarrollaron de forma independiente estas teorías de manera más completa, en lo que se conoció como los artículos de ruptura de simetría PRL de 1964. Los tres grupos llegaron a conclusiones similares y para todos los casos, no solo para algunos casos limitados. Demostraron que las condiciones para la simetría electrodébil se "romperían" si existiera un tipo inusual de campo en todo el universo, y de hecho, no habría bosones de Goldstone y algunos bosones existentes adquirirían masa .

El campo necesario para que esto ocurriera (que en aquel momento era puramente hipotético) se conoció como el campo de Higgs (en honor a Peter Higgs , uno de los investigadores) y el mecanismo por el cual conducía a la ruptura de simetría se conoció como el mecanismo de Higgs . Una característica clave del campo necesario es que tendría menos energía cuando tuviera un valor distinto de cero que cuando fuera cero, a diferencia de cualquier otro campo conocido; por lo tanto, el campo de Higgs tiene un valor distinto de cero (o expectativa de vacío ) en todas partes. Este valor distinto de cero podría, en teoría, romper la simetría electrodébil. Fue la primera propuesta que logró demostrar, dentro de una teoría invariante de gauge, cómo los bosones de gauge de la fuerza débil podrían tener masa a pesar de su simetría de gobierno.

Aunque estas ideas no obtuvieron mucho apoyo ni atención inicialmente, para 1972 se habían desarrollado hasta convertirse en una teoría integral y arrojaron resultados "sensibles" que describían con precisión las partículas conocidas en ese momento y que, con una precisión excepcional, predecían varias otras partículas que se descubrieron durante los años siguientes . ^{[ g ]} Durante la década de 1970, estas teorías se convirtieron rápidamente en el Modelo Estándar de la física de partículas.

Para permitir la ruptura de simetría, el Modelo Estándar incluye un campo del tipo necesario para "romper" la simetría electrodébil y dar a las partículas su masa correcta. Se hipotetizó que este campo, que se conoció como el campo de Higgs, existía en todo el espacio y que rompía algunas leyes de simetría de la interacción electrodébil , desencadenando el mecanismo de Higgs. Por lo tanto, haría que los bosones de gauge W y Z de la fuerza débil fueran masivos a todas las temperaturas por debajo de un valor extremadamente alto. ^{[ h ]} Cuando los bosones de la fuerza débil adquieren masa, esto afecta la distancia que pueden recorrer libremente, que se vuelve muy pequeña, lo que también coincide con los hallazgos experimentales. ^{[ i ]} Además, más tarde se comprendió que el mismo campo también explicaría, de una manera diferente, por qué otros constituyentes fundamentales de la materia (incluidos los electrones y los quarks ) tienen masa.

A diferencia de todos los demás campos conocidos, como el campo electromagnético , el campo de Higgs es un campo escalar y tiene un valor promedio distinto de cero en el vacío .

Antes del descubrimiento del bosón de Higgs, no existía evidencia directa de la existencia del campo de Higgs, pero incluso sin ella, la precisión de las predicciones del Modelo Estándar llevó a los científicos a creer que la teoría podría ser correcta. En la década de 1980, la cuestión de si el campo de Higgs existe y si todo el Modelo Estándar es correcto se había convertido en una de las preguntas sin respuesta más importantes de la física de partículas . La existencia del campo de Higgs se convirtió en la última parte no verificada del Modelo Estándar de la física de partículas y, durante varias décadas, se consideró "el problema central de la física de partículas". ^{[ 14 ] [ 15 ]}

Durante muchas décadas, los científicos no tuvieron forma de determinar si el campo de Higgs existía porque la tecnología necesaria para su detección no existía en aquel entonces. Si el campo de Higgs existiera, sería diferente a cualquier otro campo fundamental conocido, pero también era posible que estas ideas clave, o incluso todo el Modelo Estándar, fueran de alguna manera incorrectas. ^{[ j ]}

La teoría hipotética del bosón de Higgs hizo varias predicciones clave. ^{[ g ] [ 27 ] : 22} Una predicción crucial fue que también debería existir una partícula correspondiente , llamada bosón de Higgs. Demostrar la existencia del bosón de Higgs demostraría la existencia del campo de Higgs y, por lo tanto, finalmente demostraría el Modelo Estándar. Por consiguiente, hubo una búsqueda exhaustiva del bosón de Higgs como una forma de demostrar la existencia del propio campo de Higgs. ^{[ 11 ] [ 12 ]}

Aunque el campo de Higgs existiría y sería distinto de cero en todas partes, demostrar su existencia distaba mucho de ser fácil. En principio, se puede probar su existencia detectando sus excitaciones , que se manifiestan como partículas de Higgs (bosones de Higgs), pero estas son extremadamente difíciles de producir y detectar debido a la energía necesaria para producirlas y a su muy rara producción incluso cuando hay suficiente energía disponible. Por lo tanto, pasaron varias décadas antes de que se encontrara la primera evidencia del bosón de Higgs. Los colisionadores de partículas , los detectores y las computadoras capaces de buscar bosones de Higgs tardaron más de 30  años ( aprox. 1980-2010 ) en desarrollarse. La importancia de esta cuestión fundamental condujo a una búsqueda de 40 años y a la construcción de una de las instalaciones experimentales más caras y complejas del mundo hasta la fecha, el Gran Colisionador de Hadrones (LHC) del CERN , ^{[ 28 ]} en un intento por crear bosones de Higgs y otras partículas para su observación y estudio.

El 4  de julio de 2012, se produjo el descubrimiento de una nueva partícula con una masa entre Se anunció 125 y 127 GeV/ c² ^{; los físicos sospecharon que se trataba del bosón de Higgs. [ 29 ] [ k ] [ 30 ] [ 31 ]} Desde entonces, se ha demostrado que la partícula se comporta, interactúa y decae de muchas de las maneras predichas para las partículas de Higgs por el Modelo Estándar, incluyendo tener paridad par y espín cero , ^{[ 7 ] [ 8 ]} dos atributos fundamentales de un bosón de Higgs. Esto también significa que es la primera partícula escalar elemental descubierta en la naturaleza. ^{[ 32 ]}

En marzo de 2013, se confirmó la existencia del bosón de Higgs, y por lo tanto, el concepto de algún tipo de campo de Higgs en todo el espacio está fuertemente respaldado. ^{[ 29 ] [ 31 ] [ 7 ]} La presencia del campo, confirmada experimentalmente, explica por qué algunas partículas fundamentales tienen masa (en reposo) , a pesar de que las simetrías que controlan sus interacciones implican que deberían ser "sin masa". También resuelve varios otros problemas de larga data, como la razón de la distancia extremadamente corta que recorren los bosones de la fuerza débil y, por lo tanto, el alcance extremadamente corto de la fuerza débil. A partir de 2018, una investigación profunda muestra que la partícula continúa comportándose de acuerdo con las predicciones para el bosón de Higgs del Modelo Estándar. Se necesitan más estudios para verificar con mayor precisión que la partícula descubierta tiene todas las propiedades predichas o si, como describen algunas teorías, existen múltiples bosones de Higgs. ^{[ 33 ]}

La naturaleza y las propiedades de este campo se están investigando más a fondo, utilizando más datos recopilados en el LHC. ^{[ 34 ]}

Se han utilizado diversas analogías para describir el campo y el bosón de Higgs, incluidas analogías con efectos de ruptura de simetría bien conocidos, como el arco iris y el prisma , los campos eléctricos y las ondulaciones en la superficie del agua.

Otras analogías basadas en la resistencia de objetos macroscópicos que se mueven a través de medios (como personas que se mueven entre multitudes o algunos objetos que se mueven a través de jarabe o melaza ) se utilizan comúnmente, pero son engañosas, ya que el campo de Higgs en realidad no se resiste a las partículas, y el efecto de la masa no es causado por la resistencia.

En el Modelo Estándar, el bosón de Higgs es un bosón escalar masivo cuya masa debe determinarse experimentalmente. Su masa se ha determinado como:125,35 ± 0,15  GeV/ c ² por CMS (2022) ^{[ 35 ]} y125,11 ± 0,11  GeV/ c² según ATLAS (2023). Es la única partícula que permanece masiva incluso a energías muy altas. Tiene espín cero, paridad par (positiva) , no tiene ^carga eléctrica , no tiene carga de color y se acopla a la masa (interactúa con ella). ^{[ 13 ]} También es muy inestable, desintegrándose en otras partículas casi inmediatamente a través de varias vías posibles.

El campo de Higgs es un campo escalar , con dos componentes neutras y dos cargadas eléctricamente que forman un doblete complejo de la simetría SU(2) de isospín débil . A diferencia de cualquier otro campo cuántico conocido, tiene un potencial de sombrero . Esta forma significa que por debajo de una temperatura de cruce extremadamente alta de159,5 ± 1,5 GeV/ k _B  ^{[ 36 ]} como los que se ven durante el primer picosegundo (10 ⁻¹²  s) del Big Bang , el campo de Higgs en su estado fundamental tiene menos energía cuando es distinto de cero, lo que resulta en un valor de expectativa de vacío distinto de cero . Por lo tanto, en el universo actual el campo de Higgs tiene un valor distinto de cero en todas partes (incluido en el espacio que de otro modo estaría vacío). Este valor distinto de cero a su vez rompe la simetría SU(2) de isospín débil de la interacción electrodébil en todas partes. (Técnicamente, el valor de expectativa distinto de cero convierte los términos de acoplamiento de Yukawa del lagrangiano en términos de masa). Cuando esto sucede, tres componentes del campo de Higgs son "absorbidas" por los bosones de gauge SU(2) y U(1) (el mecanismo de Higgs ) para convertirse en las componentes longitudinales de los bosones W y Z ahora masivos de la fuerza débil . El componente eléctricamente neutro restante se manifiesta como un bosón de Higgs, o puede acoplarse por separado a otras partículas conocidas como fermiones (a través de acoplamientos de Yukawa), lo que provoca que estas también adquieran masa . ^{[ 37 ]}

Aunque el conocimiento de muchas de las propiedades del bosón de Higgs ha avanzado significativamente desde su descubrimiento, su autoacoplamiento aún no se ha medido. La forma del potencial de Higgs en el Modelo Estándar incluye autoacoplamientos tanto trilineales como cuárticos, fundamentales para comprender la forma completa del potencial y la naturaleza del campo de Higgs y la ruptura electrodébil de la barrera (EWSB). La producción de pares de bosones de Higgs ofrece una sonda experimental directa del autoacoplamiento λ a escala electrodébil.

Los físicos de partículas estudian la materia compuesta de partículas fundamentales cuyas interacciones están mediadas por partículas de intercambio ( bosones de gauge ) que actúan como portadores de fuerza . A principios de la década de 1960, se habían descubierto o propuesto varias de estas partículas, junto con teorías que sugerían cómo se relacionan entre sí, algunas de las cuales ya se habían reformulado como teorías de campo en las que los objetos de estudio no son partículas y fuerzas, sino campos cuánticos y sus simetrías . ^{[ 60 ] : 150} Sin embargo, los intentos de producir modelos de campo cuántico para dos de las cuatro fuerzas fundamentales conocidas (la fuerza electromagnética y la fuerza nuclear débil ) y luego unificar estas interacciones , seguían sin tener éxito.  

Un problema conocido era que los enfoques invariantes de gauge , incluidos los modelos no abelianos como la teoría de Yang-Mills (1954), que prometían mucho para las teorías unificadas, también parecían predecir partículas masivas conocidas como sin masa. ^{[ 23 ]} El teorema de Goldstone , relacionado con las simetrías continuas dentro de algunas teorías, también parecía descartar muchas soluciones obvias, ^{[ 61 ]} ya que parecía mostrar que también tendrían que existir partículas de masa cero conocidas como bosones de Goldstone que simplemente "no se veían". ^{[ 62 ]} Según Guralnik , los físicos "no entendían" cómo se podían superar estos problemas. ^{[ 62 ]}

El físico de partículas y matemático Peter Woit resumió el estado de la investigación en aquel momento:

El trabajo de Yang y Mills sobre la teoría de gauge no abeliana tenía un gran problema: en la teoría de perturbaciones, existen partículas sin masa que no se corresponden con nada que podamos observar. Una forma de solucionar este problema se comprende bastante bien hoy en día: el fenómeno de confinamiento que se realiza en la QCD , donde las interacciones fuertes eliminan los estados de "gluones" sin masa a grandes distancias. A principios de los años sesenta, se empezó a comprender otra fuente de partículas sin masa: la ruptura espontánea de simetría de una simetría continua. Lo que Philip Anderson comprendió y desarrolló en el verano de 1962 fue que, cuando se tienen tanto simetría de gauge como ruptura espontánea de simetría, el modo de Nambu-Goldstone sin masa [que da lugar a los bosones de Goldstone] puede combinarse con los modos de campo de gauge sin masa [que dan lugar a bosones de gauge sin masa] para producir un campo vectorial físico masivo [bosones de gauge con masa]. Esto es lo que ocurre en la superconductividad , un tema sobre el que Anderson fue (y sigue siendo) uno de los principales expertos. ^{[ 23 ]} [texto condensado]

El mecanismo de Higgs es un proceso por el cual los bosones vectoriales pueden adquirir masa en reposo sin romper explícitamente la invariancia de gauge , como un subproducto de la ruptura espontánea de simetría . ^{[ 63 ] [ 64 ]} Inicialmente, la teoría matemática detrás de la ruptura espontánea de simetría fue concebida y publicada dentro de la física de partículas por Yoichiro Nambu en 1960 ^{[ 65 ]} (y anticipada en cierta medida por Ernst Stueckelberg en 1938 ^{[ 66 ]} ), y el concepto de que tal mecanismo podría ofrecer una posible solución para el "problema de la masa" fue sugerido originalmente en 1962 por Philip Anderson, quien previamente había escrito artículos sobre la ruptura de simetría y sus resultados en la superconductividad. ^{[ 67 ]} Anderson concluyó en su artículo de 1963 sobre la teoría de Yang-Mills que "considerando el análogo superconductor  ... [e]stos dos tipos de bosones parecen capaces de cancelarse entre sí  ... dejando bosones de masa finita"), ^{[ 68 ] [ 25 ]} y en marzo de 1964, Abraham Klein y Benjamin Lee demostraron que el teorema de Goldstone podía evitarse de esta manera en al menos algunos casos no relativistas, y especularon que podría ser posible en casos verdaderamente relativistas. ^{[ 24 ]}

Estos enfoques fueron rápidamente desarrollados en un modelo relativista completo , de forma independiente y casi simultánea, por tres grupos de físicos: por François Englert y Robert Brout en agosto de 1964; ^{[ 69 ]} por Peter Higgs en octubre de 1964; ^{[ 70 ]} y por Gerald Guralnik , Carl Hagen y Tom Kibble (GHK) en noviembre de 1964. ^{[ 71 ]} Higgs también escribió una respuesta breve, pero importante, ^{[ 63 ]} publicada en septiembre de 1964 a una objeción de Gilbert , ^{[ 72 ]} que demostró que si se calculaba dentro del calibre de radiación, el teorema de Goldstone y la objeción de Gilbert se volverían inaplicables. ^{[ p ]} Higgs describió más tarde la objeción de Gilbert como el impulsor de su propio artículo. ^{[ 73 ]} Las propiedades del modelo fueron consideradas más a fondo por Guralnik en 1965, ^{[ 74 ]} por Higgs en 1966, ^{[ 75 ]} por Kibble en 1967, ^{[ 76 ]} y más por GHK en 1967. ^{[ 77 ]} Los tres artículos originales de 1964 demostraron que cuando una teoría de gauge se combina con un campo escalar cargado adicional que rompe espontáneamente la simetría, los bosones de gauge pueden adquirir consistentemente una masa finita. ^{[ 63 ] [ 64 ] [ 78 ]} En 1967, Steven Weinberg ^{[ 79 ]} y Abdus Salam ^{[ 80 ]} demostraron independientemente cómo se podría usar un mecanismo de Higgs para romper la simetría electrodébil del modelo unificado de Sheldon Glashow para las interacciones débiles y electromagnéticas , ^{[ 81 ]} (que a su vez era una extensión del trabajo de Schwinger ), formando lo que se convirtió en el Modelo Estándar de la física de partículas. Weinberg fue el primero en observar que esto también proporcionaría términos de masa para los fermiones. ^{[ 82 ] [ q ]}

Al principio, estos artículos fundamentales sobre la ruptura espontánea de simetrías de gauge fueron ignorados en gran medida, porque se creía ampliamente que las teorías de gauge (no abelianas) en cuestión eran un callejón sin salida, y en particular que no podían ser renormalizadas . En 1971-72, Martinus Veltman y Gerard 't Hooft demostraron que la renormalización de Yang-Mills era posible en dos artículos que cubrían campos sin masa y luego con masa. ^{[ 82 ]} Su contribución, y el trabajo de otros sobre el grupo de renormalización , incluyendo el trabajo teórico "sustancial" de los físicos rusos Ludvig Faddeev , Andrei Slavnov , Efim Fradkin e Igor Tyutin ^{[ 83 ]} , fue finalmente "enormemente profundo e influyente", ^{[ 84 ]} pero incluso con todos los elementos clave de la teoría final publicados, todavía no había casi ningún interés más amplio. Por ejemplo, Coleman descubrió en un estudio que "prácticamente nadie prestó atención" al artículo de Weinberg antes de 1971 ^{[ 85 ]} y que David Politzer mencionó en su discurso de aceptación del Premio Nobel en 2004. ^{[ 84 ]} –ahora el más citado en física de partículas ^{[ 86 ]} – e incluso en 1970, según Politzer, la enseñanza de Glashow sobre la interacción débil no mencionaba el trabajo de Weinberg, Salam ni el del propio Glashow. ^{[ 84 ]} En la práctica, afirma Politzer, casi todos conocieron la teoría gracias al físico Benjamin Lee , quien combinó el trabajo de Veltman y 't Hooft con las ideas de otros y popularizó la teoría completa. ^{[ 84 ]} De esta manera, a partir de 1971, el interés y la aceptación "explotaron" ^{[ 84 ]} y las ideas se incorporaron rápidamente a la corriente principal. ^{[ 82 ] [ 84 ]}    

La teoría electrodébil resultante y el Modelo Estándar han predicho con precisión (entre otras cosas) corrientes neutras débiles , tres bosones , los quarks top y charm , y con gran precisión, la masa y otras propiedades de algunos de estos. ^{[ g ]} Muchos de los involucrados ganaron posteriormente Premios Nobel u otros premios de renombre. Un artículo de 1974 y una revisión exhaustiva en Reviews of Modern Physics comentaron que "si bien nadie dudaba de la corrección [matemática] de estos argumentos, nadie creía del todo que la naturaleza fuera diabólicamente inteligente como para aprovecharse de ellos", ^{[ 87 ]} añadiendo que la teoría había producido hasta entonces respuestas precisas que concordaban con el experimento, pero se desconocía si la teoría era fundamentalmente correcta. ^{[ 88 ]} En 1986 y de nuevo en la década de 1990 fue posible escribir que comprender y demostrar el sector de Higgs del Modelo Estándar era "el problema central actual en la física de partículas". ^{[ 14 ] [ 15 ]}

Para producir bosones de Higgs , dos haces de partículas se aceleran a energías muy altas y se dejan colisionar dentro de un detector de partículas . Ocasionalmente, aunque raramente, se crea un bosón de Higgs fugazmente como parte de los subproductos de la colisión. Debido a que el bosón de Higgs se desintegra muy rápidamente, los detectores de partículas no pueden detectarlo directamente. En cambio, los detectores registran todos los productos de la desintegración (la firma de desintegración ) y, a partir de los datos, se reconstruye el proceso de desintegración. Si los productos de desintegración observados coinciden con un posible proceso de desintegración (conocido como canal de desintegración ) de un bosón de Higgs, esto indica que podría haberse creado un bosón de Higgs. En la práctica, muchos procesos pueden producir firmas de desintegración similares. Afortunadamente, el Modelo Estándar predice con precisión la probabilidad de que ocurra cada uno de estos procesos, y cada proceso conocido. Por lo tanto, si el detector detecta más firmas de desintegración que coinciden consistentemente con un bosón de Higgs de las que se esperarían si los bosones de Higgs no existieran, esto constituiría una fuerte evidencia de la existencia del bosón de Higgs.

Debido a que la producción del bosón de Higgs en una colisión de partículas es muy poco probable (1 en 10 mil millones en el LHC), ^{[ r ]} y muchos otros eventos de colisión posibles pueden tener firmas de desintegración similares, los datos de cientos de billones de colisiones deben analizarse y deben "mostrar la misma imagen" antes de que se pueda llegar a una conclusión sobre la existencia del bosón de Higgs. Para concluir que se ha encontrado una nueva partícula, los físicos de partículas requieren que el análisis estadístico de dos detectores de partículas independientes indique que hay menos de una probabilidad de uno en un millón de que las firmas de desintegración observadas se deban solo a eventos aleatorios de fondo del Modelo Estándar , es decir, que el número de eventos observados sea más de cinco desviaciones estándar (sigma) diferente de lo esperado si no hubiera una nueva partícula. Más datos de colisiones permiten una mejor confirmación de las propiedades físicas de cualquier nueva partícula observada y permiten a los físicos decidir si es realmente un bosón de Higgs como lo describe el Modelo Estándar o alguna otra nueva partícula hipotética. 

Para encontrar el bosón de Higgs, se necesitaba un potente acelerador de partículas , porque los bosones de Higgs podrían no ser vistos en experimentos de menor energía. El colisionador necesitaba tener una alta luminosidad para asegurar que se vieran suficientes colisiones para poder sacar conclusiones. Finalmente, se necesitaban instalaciones informáticas avanzadas para procesar la enorme cantidad de datos (25 petabytes por año a partir de 2012) producidos por las colisiones. ^{[ 96 ]} Para el anuncio del 4 de julio de 2012, se construyó en el CERN un nuevo colisionador conocido como el Gran Colisionador de Hadrones con una energía de colisión final planificada de 14 TeV , más de siete veces la de cualquier colisionador anterior , y más de 300 billones (      3 × 10 ¹⁴ ) Las colisiones protón-protón del LHC fueron analizadas por la Red de Computación del LHC , la red de computación más grande del mundo (a partir de 2012), que comprende más de 170  instalaciones de computación en una red mundial en 36  países. ^{[ 96 ] [ 97 ] [ 98 ]}

Hallazgos desde 2013

En julio de 2017, el CERN confirmó que todas las mediciones seguían concordando con las predicciones del Modelo Estándar y denominó a la partícula descubierta simplemente "el bosón de Higgs". ^{[ 34 ]} Hasta 2019, el Gran Colisionador de Hadrones ha seguido produciendo hallazgos que confirman la comprensión del campo y la partícula de Higgs de 2013. ^{[ 147 ] [ 148 ]}

El trabajo experimental del LHC desde su reinicio en 2015 ha incluido el estudio del campo y el bosón de Higgs con mayor detalle, y la confirmación de predicciones menos comunes. En particular, la exploración desde 2015 ha proporcionado evidencia sólida de la desintegración directa predicha en fermiones como pares de quarks bottom (3,6 σ ) —descrita como un "hito importante" para comprender su corta vida media y otras desintegraciones raras— y también ha confirmado la desintegración en pares de leptones tau (5,9 σ ). Esto fue descrito por el CERN como "de suma importancia para establecer el acoplamiento del bosón de Higgs con los leptones y representa un paso importante hacia la medición de sus acoplamientos con fermiones de tercera generación, las copias muy pesadas de los electrones y quarks, cuyo papel en la naturaleza es un profundo misterio". ^{[ 34 ]} Los resultados publicados hasta el 19 de marzo de 2018 a 13 TeV para ATLAS y CMS tenían sus mediciones de la masa de Higgs en     124,98 ± 0,28  GeV / c2 ^y125,26 ± 0,21  GeV/ c2 ^{respectivamente} .

En julio de 2018, los experimentos ATLAS y CMS informaron haber observado la desintegración del bosón de Higgs en un par de quarks bottom, lo que constituye aproximadamente el 60% de todas sus desintegraciones. ^{[ 149 ] [ 150 ] [ 151 ]}

La invariancia de gauge es una propiedad importante de las teorías de partículas modernas como el Modelo Estándar , en parte debido a su éxito en otras áreas de la física fundamental como el electromagnetismo y la interacción fuerte ( cromodinámica cuántica ). Sin embargo, antes de que Sheldon Glashow extendiera los modelos de unificación electrodébil en 1961, había grandes dificultades para desarrollar teorías de gauge para la fuerza nuclear débil o una posible interacción electrodébil unificada . Los fermiones con un término de masa violarían la simetría de gauge y, por lo tanto, no pueden ser invariantes de gauge. (Esto se puede ver examinando el lagrangiano de Dirac para un fermión en términos de componentes levógiras y dextrógiras; encontramos que ninguna de las partículas de espín 2 podría jamás invertir la helicidad como se requiere para la masa, por lo que deben ser sin masa. ^{[ u ]} ) Se observa que los bosones W y Z tienen masa, pero un término de masa de bosón contiene términos que claramente dependen de la elección de gauge, y por lo tanto estas masas tampoco pueden ser invariantes de gauge. Por lo tanto, parece que ninguno de los fermiones o bosones del modelo estándar podría "comenzar" con masa como propiedad inherente, salvo renunciando a la invariancia de gauge. Si se conservara la invariancia de gauge, estas partículas tendrían que adquirir su masa mediante algún otro mecanismo o interacción.

Además, las soluciones basadas en la ruptura espontánea de simetría parecían fallar, un resultado aparentemente inevitable del teorema de Goldstone . Dado que no hay un costo de energía potencial al moverse por el "valle circular" del plano complejo responsable de la ruptura espontánea de simetría, la excitación cuántica resultante es energía cinética pura y, por lo tanto, un bosón sin masa ("bosón de Goldstone"), lo que a su vez implica una nueva fuerza de largo alcance. Pero tampoco se detectaron nuevas fuerzas de largo alcance ni partículas sin masa. Así que lo que sea que les diera masa a estas partículas no debía "romper" la invariancia de gauge como base para otras partes de las teorías donde funcionaba bien, y no debía requerir ni predecir partículas sin masa o fuerzas de largo alcance inesperadas que en realidad no parecían existir en la naturaleza.

Una solución a todos estos problemas superpuestos provino del descubrimiento de un caso límite previamente inadvertido oculto en las matemáticas del teorema de Goldstone, ^{[ p ]} que bajo ciertas condiciones podría ser teóricamente posible que una simetría se rompa sin perturbar la invariancia de gauge y sin nuevas partículas o fuerzas sin masa, y teniendo resultados "sensibles" ( renormalizables ) matemáticamente. Esto se conoció como el mecanismo de Higgs .

El Modelo Estándar plantea la hipótesis de un campo que es responsable de este efecto, llamado campo de Higgs (símbolo:${\displaystyle \phi }$), que tiene la propiedad inusual de una amplitud no nula en su estado fundamental ; es decir, un valor esperado de vacío no nulo . Puede tener este efecto debido a su potencial inusual en forma de "sombrero" cuyo "punto" más bajo no está en su "centro". En términos simples, a diferencia de todos los demás campos conocidos, el campo de Higgs requiere menos energía para tener un valor no nulo que un valor cero, por lo que termina teniendo un valor no nulo en todas partes . Por debajo de cierto nivel de energía extremadamente alto, la existencia de este valor esperado de vacío no nulo rompe espontáneamente la simetría de gauge electrodébil, lo que a su vez da lugar al mecanismo de Higgs y desencadena la adquisición de masa por parte de aquellas partículas que interactúan con el campo. Este efecto ocurre porque los componentes del campo escalar del campo de Higgs son "absorbidos" por los bosones masivos como grados de libertad , y se acoplan a los fermiones a través del acoplamiento de Yukawa , produciendo así los términos de masa esperados. Cuando la simetría se rompe bajo estas condiciones, los bosones de Goldstone que surgen interactúan con el campo de Higgs (y con otras partículas capaces de interactuar con el campo de Higgs) en lugar de convertirse en nuevas partículas sin masa. Los problemas intratables de ambas teorías subyacentes se "neutralizan" mutuamente, y el resultado residual es que las partículas elementales adquieren una masa consistente en función de la intensidad de su interacción con el campo de Higgs. Es el proceso conocido más simple capaz de dar masa a los bosones de gauge sin dejar de ser compatible con las teorías de gauge . ^{[ 152 ]} Su cuanto sería un bosón escalar , conocido como bosón de Higgs. ^{[ 153 ]}

El mecanismo de Higgs propuesto surgió como resultado de las teorías propuestas para explicar las observaciones en la superconductividad . Un superconductor no permite la penetración de campos magnéticos externos ( efecto Meissner ). Esta extraña observación implica que, de alguna manera, el campo electromagnético se vuelve de corto alcance durante este fenómeno. Surgieron teorías exitosas para explicar esto durante la década de 1950, primero para fermiones ( teoría de Ginzburg-Landau , 1950) y luego para bosones ( teoría BCS , 1957).

En estas teorías, la superconductividad se interpreta como resultado de un campo de condensado cargado . Inicialmente, el valor del condensado no tiene una dirección preferida, lo que implica que es escalar, pero su fase es capaz de definir una gauge, en las teorías de campo basadas en gauge. Para ello, el campo debe estar cargado. Un campo escalar cargado también debe ser complejo (o, dicho de otro modo, contiene al menos dos componentes y una simetría capaz de rotar cada una en la otra). En la teoría de gauge ingenua, una transformación de gauge de un condensado generalmente rota la fase. Pero en estas circunstancias, en cambio, fija una elección preferida de fase. Sin embargo, resulta que fijar la elección de gauge de modo que el condensado tenga la misma fase en todas partes también provoca que el campo electromagnético adquiera un término adicional. Este término adicional hace que el campo electromagnético se vuelva de corto alcance.

Una vez que se llamó la atención sobre esta teoría dentro de la física de partículas, los paralelismos resultaron evidentes. Un cambio del campo electromagnético, generalmente de largo alcance, a uno de corto alcance, dentro de una teoría invariante de gauge, era precisamente el efecto necesario para los bosones de la fuerza débil (ya que una fuerza de largo alcance tiene bosones de gauge sin masa, y una fuerza de corto alcance implica bosones de gauge con masa, lo que sugiere que un resultado de esta interacción es que los bosones de gauge del campo adquirieron masa, o un efecto similar y equivalente). Las características de un campo necesarias para lograr esto también estaban bastante bien definidas: tendría que ser un campo escalar cargado, con al menos dos componentes, y complejo para soportar una simetría capaz de rotarlas entre sí. ^{[ v ]}

El Modelo Estándar Mínimo, como se describió anteriormente, es el modelo más simple conocido para el mecanismo de Higgs con un solo campo de Higgs. Sin embargo, también es posible un sector de Higgs extendido con dobletes o tripletes de partículas de Higgs adicionales, y muchas extensiones del Modelo Estándar tienen esta característica. El sector de Higgs no mínimo favorecido por la teoría son los modelos de dos dobletes de Higgs (2HDM), que predicen la existencia de un quinteto de partículas escalares: dos bosones de Higgs neutros con paridad CP par h ⁰ y H ⁰ , un bosón de Higgs neutro con paridad CP impar A ⁰ , y dos partículas de Higgs cargadas H ^± . La supersimetría ("SUSY") también predice relaciones entre las masas de los bosones de Higgs y las masas de los bosones de gauge, y podría acomodar una125  GeV/ c ² bosón de Higgs neutro.

El método clave para distinguir entre estos diferentes modelos implica el estudio de las interacciones de las partículas ("acoplamiento") y los procesos de desintegración exactos ("cocientes de ramificación"), que pueden medirse y probarse experimentalmente en colisiones de partículas. En el modelo 2HDM de tipo I, un doblete de Higgs se acopla a quarks up y down, mientras que el segundo doblete no se acopla a quarks. Este modelo tiene dos límites interesantes, en los que el Higgs más ligero se acopla solo a fermiones ("gauge- fóbico ") o solo a bosones de gauge ("fermiofóbico"), pero no a ambos. En el modelo 2HDM de tipo II, un doblete de Higgs solo se acopla a quarks de tipo up, el otro solo se acopla a quarks de tipo down. ^{[ 154 ]} El Modelo Estándar Supersimétrico Mínimo (MSSM) , ampliamente investigado, incluye un sector de Higgs 2HDM de tipo II, por lo que podría refutarse con evidencia de un Higgs 2HDM de tipo I.

En otros modelos, el escalar de Higgs es una partícula compuesta. Por ejemplo, en tecnicolor, el papel del campo de Higgs lo desempeñan pares de fermiones fuertemente ligados llamados tecniquarks . Otros modelos presentan pares de quarks top (véase condensado de quarks top ). En otros modelos, no existe ningún campo de Higgs y la simetría electrodébil se rompe mediante dimensiones extra. ^{[ 155 ] [ 156 ]}

El Modelo Estándar deja la masa del bosón de Higgs como un parámetro a medir, en lugar de un valor a calcular. Esto se considera teóricamente insatisfactorio, particularmente porque las correcciones cuánticas (relacionadas con las interacciones con partículas virtuales ) aparentemente deberían hacer que la partícula de Higgs tenga una masa inmensamente mayor que la observada, pero al mismo tiempo el Modelo Estándar requiere una masa del orden de100 a 1000  GeV/ c ² para asegurar la unitariedad (en este caso, para unitarizar la dispersión longitudinal de bosones vectoriales). ^{[ 157 ]} Reconciliar estos puntos parece requerir explicar por qué hay una cancelación casi perfecta que resulta en la masa visible de ~ 125  GeV/ c ² , y no está claro cómo hacer esto. Debido a que la fuerza débil es aproximadamente 10 ³² veces más fuerte que la gravedad, y (vinculado a esto) la masa del bosón de Higgs es mucho menor que la masa de Planck o la energía de gran unificación , parece que o bien hay alguna conexión subyacente o razón para estas observaciones que es desconocida y no descrita por el Modelo Estándar, o bien algún ajuste fino de parámetros inexplicado y extremadamente preciso ; sin embargo, en la actualidad ninguna de estas explicaciones está probada. Esto se conoce como un problema de jerarquía . ^{[ 158 ]} Más ampliamente, el problema de jerarquía equivale a la preocupación de que una futura teoría de partículas fundamentales e interacciones no debería tener ajustes finos excesivos o cancelaciones indebidamente delicadas, y debería permitir que las masas de partículas como el bosón de Higgs sean calculables. El problema es en cierto modo único para partículas de espín 0 (como el bosón de Higgs), lo que puede dar lugar a problemas relacionados con correcciones cuánticas que no afectan a partículas con espín. ^{[ 157 ]} Se han propuesto varias soluciones , incluyendo supersimetría , soluciones conformes y soluciones a través de dimensiones extra como modelos de mundos de branas . 

También existen problemas de trivialidad cuántica , lo que sugiere que podría no ser posible crear una teoría cuántica de campos consistente que involucre partículas escalares elementales. Esto también puede conducir a una masa de Higgs predecible en escenarios de seguridad asintótica . ^{[ 159 ]}

En el Modelo Estándar, el campo de Higgs es un campo escalar taquiónico : escalar significa que no se transforma bajo transformaciones de Lorentz , y taquiónico significa que el campo (pero no la partícula) tiene masa imaginaria , y en ciertas configuraciones debe sufrir una ruptura de simetría . Consta de cuatro componentes: dos neutros y dos campos componentes cargados . Ambos componentes cargados y uno de los campos neutros son bosones de Goldstone , que actúan como componentes de tercera polarización longitudinal de los bosones masivos W ⁺ , W− ^y Z. El cuanto del componente neutro restante corresponde a (y se realiza teóricamente como) el bosón de Higgs masivo. ^{[ 160 ]} Este componente puede interactuar con fermiones a través del acoplamiento de Yukawa para darles masa también. 

Matemáticamente, el campo de Higgs tiene masa imaginaria y, por lo tanto, es un campo taquiónico . ^{[ w ]} Si bien los taquiones ( partículas que se mueven más rápido que la luz ) son un concepto puramente hipotético, los campos con masa imaginaria han llegado a desempeñar un papel importante en la física moderna. ^{[ 162 ] [ 163 ]} Bajo ninguna circunstancia las excitaciones se propagan más rápido que la luz en tales teorías : la presencia o ausencia de una masa taquiónica no tiene ningún efecto sobre la velocidad máxima de las señales (no hay violación de la causalidad ). ^{[ 164 ]} En lugar de partículas más rápidas que la luz, la masa imaginaria crea una inestabilidad: cualquier configuración en la que una o más excitaciones de campo sean taquiónicas debe decaer espontáneamente, y la configuración resultante no contiene taquiones físicos. Este proceso se conoce como condensación de taquiones , y ahora se cree que es la explicación de cómo surge el mecanismo de Higgs en la naturaleza, y por lo tanto la razón detrás de la ruptura de la simetría electrodébil. 

Aunque la noción de masa imaginaria pueda parecer problemática, solo el campo, y no la masa misma, está cuantizado. Por lo tanto, los operadores de campo en puntos separados espacialmente siguen conmutando (o anticonmutando) , y la información y las partículas siguen sin propagarse más rápido que la luz. ^{[ 165 ]} La condensación de taquiones impulsa un sistema físico que ha alcanzado un límite local —y del que ingenuamente se esperaría que produjera taquiones físicos— a un estado estable alternativo donde no existen taquiones físicos. Una vez que un campo taquiónico como el campo de Higgs alcanza el mínimo del potencial, sus cuantos ya no son taquiones , sino partículas ordinarias como el bosón de Higgs. ^{[ 166 ]}  

Dado que el campo de Higgs es escalar , el bosón de Higgs no tiene espín . El bosón de Higgs también es su propia antipartícula , es CP par y tiene carga eléctrica y de color cero . ^{[ 167 ]}

El Modelo Estándar no predice la masa del bosón de Higgs. ^{[ 168 ]} Si esa masa está entre115 y 180  GeV/ c2 (consistente con las observaciones empíricas ^de125  GeV/ c ² ), entonces el Modelo Estándar puede ser válido en escalas de energía hasta la escala de Planck (10 ¹⁹  GeV/ c ² ). ^{[ 169 ]} Debería ser la única partícula en el Modelo Estándar que permanece masiva incluso a altas energías. Muchos teóricos esperan que surja nueva física más allá del Modelo Estándar en la escala de TeV, basándose en propiedades insatisfactorias del Modelo Estándar. ^{[ 170 ]} La escala de masa más alta posible permitida para el bosón de Higgs (o algún otro mecanismo de ruptura de simetría electrodébil) es 1,4  TeV; más allá de este punto, el Modelo Estándar se vuelve inconsistente sin tal mecanismo, porque la unitariedad se viola en ciertos procesos de dispersión. ^{[ 171 ]}

También es posible, aunque experimentalmente difícil, estimar la masa del bosón de Higgs indirectamente: en el Modelo Estándar, el bosón de Higgs tiene varios efectos indirectos; en particular, los bucles de Higgs producen pequeñas correcciones a las masas de los bosones W y Z. Las mediciones precisas de parámetros electrodébiles, como la constante de Fermi y las masas de los bosones W y Z, pueden utilizarse para calcular restricciones sobre la masa del bosón de Higgs. A julio  de 2011, las mediciones electrodébiles de precisión nos indican que la masa del bosón de Higgs probablemente sea menor que aproximadamente161  GeV/ c² con un nivel de confianza ^del 95 % . ^{[ x ]} Estas restricciones indirectas se basan en la suposición de que el Modelo Estándar es correcto. Aún podría ser posible descubrir un bosón de Higgs con masas superiores a estas, si está acompañado por otras partículas más allá de las contempladas por el Modelo Estándar. ^{[ 173 ]}

El LHC no puede medir directamente la vida útil del bosón de Higgs, debido a su extrema brevedad. Se predice que1,56 × 10 ⁻²²  s basado en el ancho de desintegración predicho de4,07 × 10 ⁻³  GeV . ^{[ 2 ]} Sin embargo, se puede medir indirectamente, basándose en la comparación de masas medidas a partir de fenómenos cuánticos que ocurren en las vías de producción en capa y en las vías de producción fuera de capa , mucho más raras , derivadas de la desintegración de Dalitz a través de un fotón virtual (H → γ*γ → ℓℓγ) . Usando esta técnica, la vida media del bosón de Higgs se midió tentativamente en 2021 como 1,2 –4,6 × 10 ⁻²²  s , con una significancia sigma 3,2 (1 en 1000). ^{[ 3 ] [ 6 ]}

Si las teorías de la partícula de Higgs son válidas, entonces una partícula de Higgs puede producirse de forma similar a otras partículas estudiadas, en un colisionador de partículas . Esto implica acelerar un gran número de partículas a energías extremadamente altas y muy cercanas a la velocidad de la luz , para luego permitir que colisionen entre sí. En el LHC se utilizan protones e iones de plomo (los núcleos desnudos de los átomos de plomo ). En las energías extremas de estas colisiones, ocasionalmente se producirán las partículas esotéricas deseadas, las cuales pueden detectarse y estudiarse; cualquier ausencia o diferencia con respecto a las predicciones teóricas también puede utilizarse para mejorar la teoría. La teoría de partículas pertinente (en este caso, el Modelo Estándar) determinará los tipos de colisiones y detectores necesarios. El Modelo Estándar predice que los bosones de Higgs podrían formarse de diversas maneras, ^{[ 94 ] [ 174 ] [ 175 ]} aunque se espera que la probabilidad de producir un bosón de Higgs en cualquier colisión sea siempre muy pequeña ; por ejemplo, solo un bosón de Higgs por cada 10 mil millones de colisiones en el Gran Colisionador de Hadrones. ^{[ r ]} Los procesos esperados más comunes para la producción del bosón de Higgs son: 

fusión de gluones

Si las partículas que colisionan son hadrones como el protón o el antiprotón —como ocurre en el LHC y el Tevatron— , lo más probable es que colisionen dos de los gluones que unen el hadrón. La forma más sencilla de producir una partícula de Higgs es que los dos gluones se combinen para formar un bucle de quarks virtuales (véase el diagrama de Feynman). Dado que el acoplamiento de las partículas al bosón de Higgs es proporcional a su masa, este proceso es más probable para partículas pesadas. En la práctica, basta con considerar las contribuciones de los quarks top y bottom virtuales (los quarks más pesados). Este proceso es la contribución dominante en el LHC y el Tevatron, siendo aproximadamente diez veces más probable que cualquiera de los otros procesos. ^{[ 94 ] [ 174 ]}  

Higgs Strahlung

Si un fermión elemental colisiona con un antifermión —por ejemplo, un quark con un antiquark o un electrón con un positrón— , ambos pueden fusionarse para formar un bosón W o Z virtual que, si posee suficiente energía, puede emitir un bosón de Higgs. Este proceso fue el modo de producción dominante en el LEP, donde un electrón y un positrón colisionaron para formar un bosón Z virtual, y fue la segunda mayor contribución a la producción de Higgs en el Tevatron. En el LHC, este proceso es solo el tercero más importante, ya que el LHC colisiona protones con protones, lo que hace que una colisión quark-antiquark sea menos probable que en el Tevatron. La radiación de Higgs también se conoce como producción asociada . ^{[ 94 ] [ 174 ] [ 175 ]}  

Fusión débil de bosones

Otra posibilidad cuando dos (anti)fermiones colisionan es que intercambien un bosón W o Z virtual, que emite un bosón de Higgs. Los fermiones que colisionan no tienen por qué ser del mismo tipo. Así, por ejemplo, un quark up puede intercambiar un bosón Z con un antiquark down. Este proceso es el segundo más importante para la producción de la partícula de Higgs en el LHC y el LEP. ^{[ 94 ] [ 175 ]}

Fusión superior

El último proceso que se suele considerar es, con mucho, el menos probable (por dos órdenes de magnitud). Este proceso implica la colisión de dos gluones, cada uno de los cuales se desintegra en un par quark-antiquark pesado. Un quark y un antiquark de cada par pueden combinarse para formar una partícula de Higgs. ^{[ 94 ] [ 174 ]}

La mecánica cuántica predice que si es posible que una partícula se desintegre en un conjunto de partículas más ligeras, entonces eventualmente lo hará. ^{[ 176 ]} Esto también es cierto para el  bosón de Higgs. La probabilidad de que esto ocurra depende de una variedad de factores que incluyen: la diferencia de masa, la fuerza de las interacciones, etc. La mayoría de estos factores están fijados por el Modelo Estándar (ME), excepto la masa del propio bosón de Higgs. Dado que el  bosón de Higgs tiene una masa de125  GeV/ c² , ^el SM predice entonces una vida media de aproximadamente1,6 × 10 ⁻²²  s . ^{[ b ]}

Dado que interactúa con todas las partículas elementales masivas del Modelo Estándar (ME), el  bosón de Higgs tiene muchos procesos diferentes a través de los cuales puede desintegrarse. Cada uno de estos procesos posibles tiene su propia probabilidad, expresada como la razón de ramificación ; la fracción del número total de desintegraciones que sigue a ese proceso. El ME predice estas razones de ramificación en función de la masa del bosón de Higgs (véase el gráfico de la derecha ).

Una forma en que el bosón de Higgs puede desintegrarse es dividiéndose en un par fermión-antifermión. Como regla general, es más probable que el bosón de Higgs se desintegre en fermiones pesados ​​que en fermiones ligeros, porque la masa de un fermión es proporcional a la fuerza de su interacción con el bosón de Higgs. ^{[ 126 ]} Según esta lógica, la desintegración más común debería ser en un par quark top -antitop. Sin embargo, tal desintegración solo sería posible si el bosón de Higgs fuera más pesado que ~346  GeV/ c² , el doble de la masa del quark top. Dada una masa de Higgs ^deA 125  GeV/ c² , el SM predice que la desintegración más común es en un par quark bottom -antibottom, que ocurre el 57,7% de las veces. ^{[ 2 ]} La segunda desintegración fermiónica más común a esa masa es un par tau -antitau, que ocurre solo alrededor del 6,3% de las veces. ^{[ 2 ]}

Otra posibilidad es que el bosón de Higgs se divida en un par de bosones de gauge masivos. La posibilidad más probable es que el bosón de Higgs se desintegre en un par de  bosones W (la línea azul claro en el gráfico), lo que ocurre aproximadamente el 21,5% de las veces para un bosón de Higgs con una masa de125  GeV/ c ² . ^{[ 2 ]} Los  bosones W pueden desintegrarse posteriormente en un quark y un antiquark o en un leptón cargado y un neutrino. Las desintegraciones de los  bosones W en quarks son difíciles de distinguir del fondo, y las desintegraciones en leptones no se pueden reconstruir completamente (porque los neutrinos son imposibles de detectar en experimentos de colisión de partículas). Una señal más limpia la proporciona la desintegración en un par de  bosones Z (que ocurre aproximadamente el 2,6% de las veces para un Higgs con una masa de125  GeV/ c ² ), ^{[ 2 ]} si cada uno de los bosones posteriormente se desintegra en un par de leptones cargados fáciles de detectar ( electrones o muones ).

También es posible la desintegración en bosones de gauge sin masa (es decir, gluones o fotones ), pero requiere un bucle intermedio de quarks pesados ​​virtuales (superior o inferior) o bosones de gauge masivos. ^{[ 126 ]} El proceso más común de este tipo es la desintegración en un par de gluones a través de un bucle de quarks pesados ​​virtuales. Este proceso, que es el inverso del proceso de fusión de gluones mencionado anteriormente, ocurre aproximadamente el 8,6% de las veces para un bosón de Higgs con una masa de125  GeV/ c² ^. Mucho más rara es la desintegración en un par de fotones mediada por un bucle de  bosones W o quarks pesados, que ocurre solo dos veces por cada mil desintegraciones. ^{[ 2 ]} Sin embargo, este proceso es muy relevante para las búsquedas experimentales del bosón de Higgs, porque la energía y el momento de los fotones se pueden medir con mucha precisión, lo que permite una reconstrucción exacta de la masa de la partícula desintegrada. ^{[ 126 ]}

En 2021 se observó tentativamente la desintegración de Dalitz, extremadamente rara, en dos leptones (electrones o muones) y un fotón ( ℓℓγ ), mediante la desintegración virtual de un fotón . Esto puede ocurrir de tres maneras:

• Higgs a fotón virtual a ℓℓγ en el que el fotón virtual ( γ* ) tiene una masa muy pequeña pero distinta de cero,
• Higgs al  bosón Z al ℓℓγ ,
• Higgs a dos leptones, uno de los cuales emite un fotón de estado final que conduce a ℓℓγ .

ATLAS buscó evidencia del primero de estos ( H → γ*γ → ℓℓγ ) para masas bajas de pares de leptones ( ≤30  GeV/ c² ⁾ , donde este proceso debería predominar. La observación tiene una significancia de 3,2 sigma (1probabilidad en 1000 de ser errónea). ^{[ 3 ] [ 6 ]} Esta vía de desintegración es importante porque facilita la medición de lamasa del bosón de Higgs dentro y fuera de la capa (permitiendo la medición indirecta del tiempo de desintegración), y la desintegración en dos partículas cargadas permite explorar la conjugación de carga y la violación de la paridad de carga (CP) . ^{[ 6 ]}   

En el Gran Colisionador de Hadrones (LHC), la producción de pares de bosones de Higgs ocurre a través de varios mecanismos distintos, de manera similar a la producción de un solo bosón de Higgs: ^{[ 178 ] [ 179 ]}

• La fusión gluón-gluón (ggF) es el modo de producción dominante. Se produce mediante diagramas de bucle que involucran quarks pesados, principalmente el quark top, e incluye topologías tanto de caja como de triángulo . El diagrama de triángulo depende explícitamente del autoacoplamiento trilineal del bosón de Higgs, y su interferencia con el diagrama de caja afecta significativamente la sección eficaz total.
• La fusión de bosones vectoriales (FVB) implica la emisión de bosones de Higgs a partir de bosones W o Z virtuales intercambiados entre quarks incidentes. Si bien su tasa es menor, la FVB ofrece topologías de eventos distintivas y una sensibilidad complementaria a la nueva física.
• Los canales de producción asociados , como ttHH (con pares de quarks top) y VHH (con bosones vectoriales), adquieren cada vez más importancia a energías de centro de masa más elevadas y proporcionan una sensibilidad única a las interacciones entre el bosón de Higgs y el bosón top, así como entre el bosón de Higgs y los bosones de gauge.

Cada uno de estos mecanismos de producción ofrece diferentes niveles de sensibilidad al autoacoplamiento de Higgs λ, lo que los convierte en componentes esenciales en una búsqueda exhaustiva de desviaciones de la predicción del Modelo Estándar.

Los pares de bosones de Higgs pueden desintegrarse a través de diversos canales. Los estados finales más estudiados incluyen:

• HH → bb̄bb̄ : Tiene la mayor fracción de ramificación (~34%), pero sufre de un gran fondo de QCD.
• HH → bb̄γγ : Baja fracción de ramificación (~0,3%) pero excelente resolución de masas debido a una identificación de fotones limpia.
• HH → bb̄τ⁺τ⁻ : Ofrece un buen compromiso entre la tasa de señal y la contaminación de fondo (~7,3% de relación de ramificación).

La elección del modo de desintegración afecta la sensibilidad de los experimentos del LHC a la señal HH.

Ha habido un considerable debate público sobre analogías y explicaciones de la partícula de Higgs y cómo el campo crea masa, ^{[ 214 ] [ 215 ]} incluyendo la cobertura de intentos explicativos por derecho propio y un concurso en 1993 para la mejor explicación popular por parte del entonces Ministro de Ciencia del Reino Unido, Sir William Waldegrave ^{[ 216 ]} y artículos en periódicos de todo el mundo.

Una colaboración educativa entre un físico del LHC y un educador de High School Teachers at CERN sugiere que la dispersión de la luz —responsable del arco iris y del prisma dispersivo— es una analogía útil para la ruptura de simetría del campo de Higgs y su efecto causante de masa. ^{[ 217 ]}  

Matt Strassler utiliza campos eléctricos como analogía: ^{[ 218 ]}

Algunas partículas interactúan con el campo de Higgs, mientras que otras no. Aquellas partículas que experimentan el campo de Higgs actúan como si tuvieran masa. Algo similar ocurre en un campo eléctrico : los objetos cargados son atraídos y los objetos neutros pueden atravesarlo sin verse afectados. Por lo tanto, podemos considerar la búsqueda del bosón de Higgs como un intento de generar perturbaciones en dicho campo ( crear bosones de Higgs ) para demostrar su existencia.

The Guardian ofreció una explicación similar : ^{[ 219 ]}

El bosón de Higgs es esencialmente una ondulación en un campo que, según se dice, surgió en el nacimiento del universo y se extiende por el cosmos hasta nuestros días... Sin embargo, la partícula es crucial: es la prueba irrefutable , la evidencia necesaria para demostrar que la teoría es correcta.

El efecto del campo de Higgs sobre las partículas fue descrito célebremente por el físico David Miller como similar a una sala llena de militantes de un partido político distribuidos uniformemente: la multitud gravita hacia las personas famosas y las ralentiza, pero no a las demás. ^{[ ac ]} También llamó la atención sobre efectos bien conocidos en la física del estado sólido, donde la masa efectiva de un electrón puede ser mucho mayor de lo habitual en presencia de una red cristalina. ^{[ 220 ]}

También son bien conocidas las analogías basadas en efectos de arrastre , incluidas las analogías de " jarabe " o " melaza ", pero pueden ser algo engañosas, ya que pueden entenderse (incorrectamente) como que el campo de Higgs simplemente resiste el movimiento de algunas partículas pero no el de otras ; un simple efecto resistivo también podría entrar en conflicto con la tercera ley de Newton . ^{[ 222 ]} 

El bosón de Higgs se suele malinterpretar como responsable de la masa, en lugar del campo de Higgs, y como relacionado con la mayor parte de la masa del universo. ^{[ 223 ] [ 224 ] [ 225 ]} Aproximadamente el 91 % de la masa del protón se debe a los campos de quarks y gluones y a la anomalía conforme de QCD , en lugar de a la interacción de Higgs. ^{[ 226 ]}

Antes de finales de 2013, hubo un debate considerable sobre cómo distribuir el mérito si se demostraba la existencia del bosón de Higgs, un debate que se intensificó al preverse la concesión del Premio Nobel , y sobre la amplia gama de personas que merecían ser consideradas. Entre ellas se incluyen diversos teóricos que hicieron posible la teoría del mecanismo de Higgs, los teóricos de los artículos del PRL de 1964 (incluido el propio Higgs), los teóricos que derivaron de estos una teoría electrodébil funcional y el Modelo Estándar, así como los experimentalistas del CERN y otras instituciones que hicieron posible la demostración del campo y el bosón de Higgs en la realidad. El Premio Nobel tiene un límite de tres personas para compartir un galardón, y algunos posibles ganadores ya han recibido premios por otros trabajos o han fallecido (el premio solo se otorga a personas en vida). Los premios existentes para trabajos relacionados con el campo, el bosón o el mecanismo de Higgs incluyen:

• Premio Nobel de Física (1979) – Glashow , Salam y Weinberg , por sus contribuciones a la teoría de la interacción débil y electromagnética unificada entre partículas elementales ^{[ 227 ]}
• Premio Nobel de Física (1999) – 't Hooft y Veltman , por dilucidar la estructura cuántica de las interacciones electrodébiles en física ^{[ 228 ]}
• Premio JJ Sakurai de Física Teórica de Partículas (2010) – Hagen, Englert, Guralnik, Higgs, Brout y Kibble, por la elucidación de las propiedades de la ruptura espontánea de simetría en la teoría de gauge relativista de cuatro dimensiones y del mecanismo para la generación consistente de masas de bosones vectoriales ^{[ 89 ]} (por los artículos de 1964 descritos anteriormente ) 
• Premio Wolf (2004) : Englert, Brout y Higgs 
• Premio Especial a la Innovación en Física Fundamental (2013) – Fabiola Gianotti y Peter Jenni , portavoces de la Colaboración ATLAS, y Michel Della Negra, Tejinder Singh Virdee, Guido Tonelli y Joseph Incandela, portavoces, pasados ​​y presentes, de la colaboración CMS, "Por su papel de liderazgo en el esfuerzo científico que condujo al descubrimiento de la nueva partícula similar al bosón de Higgs por las colaboraciones ATLAS y CMS en el Gran Colisionador de Hadrones del CERN". ^{[ 229 ]} 
• Premio Nobel de Física (2013) – Peter Higgs y François Englert , por el descubrimiento teórico de un mecanismo que contribuye a nuestra comprensión del origen de la masa de las partículas subatómicas, y que recientemente fue confirmado a través del descubrimiento de la partícula fundamental predicha, por los experimentos ATLAS y CMS en el Gran Colisionador de Hadrones del CERN ^{[ 230 ]}

El co-investigador de Englert, Robert Brout, había fallecido en 2011 y el Premio Nobel no se suele otorgar a título póstumo . ^{[ 231 ]}

Además, la revisión de 50 años de Physical Review Letters (2008) reconoció los artículos de 1964 sobre la ruptura de simetría de PRL y el artículo de Weinberg de 1967, A model of Leptons (el artículo más citado en física de partículas, hasta 2012), como "cartas de hito". ^{[ 86 ]}

Tras la observación de la partícula similar al bosón de Higgs en julio de 2012, varios medios de comunicación indios informaron sobre el supuesto olvido del mérito del físico indio Satyendra Nath Bose, cuyo trabajo en la década de 1920 da nombre a la clase de partículas " bosones " ^{[ 232 ] [ 233 ]} (aunque los físicos han descrito la conexión de Bose con el descubrimiento como tenue). ^{[ 234 ]}