Esta es una pregunta interesante. Mi primera sensación fue la de decir que este es negativo. Sin embargo, tal vez la partícula de Higgs, la rama de simetrías de gauge simetría si igual a la de la partícula de Higgs en el color de las simetrías de fermiones de esa fuerza. Este es tal vez un interesante tema de investigación. Es posible que haya sido perseguido, tal vez en el contexto de technicolor. Voy a esbozar una posible manera esto podría de hecho ser la correcta.
Voy a empezar con la definición del campo de Higgs en su vacío. Sabemos que para una estándar cuántica de campos, tales como que con el Lagrangiano ${\cal L}~=~\frac{1}{2}|\partial\phi|^2~-~\frac{1}{2}|\phi|^2$ tiene una órbita en el cuadrática potencial que tiene un valor distinto de cero de la energía, y es en el vacío $\langle\phi\rangle~=~0$ cuando el campo es cero. Contrario a la de la partícula de Higgs, la potencialmente
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V(\phi)~=~-\mu|\phi|^2~+~\lambda|\phi|^4
$$
tiene un mínimo, que se encuentra por la evaluación de $\partial V(\phi)/\partial\phi~=~0$, lo que da un conjunto de vacua en los campos $|\phi|^2~=~\mu/2\lambda$. Este es el mismo como la definición de un conjunto de números complejos que tienen un módulo o magnitud en un círculo en el plano complejo. Este es un conjunto de vacua que ocurrir para que el campo de Higgs, que no son cero. Esto significa que el vacío de la configuración del campo de Higgs es distinto de cero, que es un condensado
$$
\langle\phi\rangle~\ne~0.
$$
Los condensados de ocurrir con la ruptura de la simetría o estadísticos conjuntos de estados degenerados.
El campo es degenerado de acuerdo a $\Phi(x)~=~\phi(x)~-~C\mathbb I$ $C$ una constante con respecto a $\phi$, por lo que
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\langle\Phi\rangle~=~\langle\phi\rangle~-~C\langle\mathbb I\rangle,
$$
conduce a $\langle\phi\rangle~=~C$
Esto es un poco de un boceto, pero yo podría argumentar que es el caso de que el medidor de color y sabor fermión ramas de la partícula de Higgs, son isomorfos. Ahora proponer un esquema de primaria donde los campos $\Phi(x)$ $\phi(x)$ están relacionados por unitarity $\Phi(x)~=~U\phi(x)U^\dagger$ donde $U~=~e^{f({\cal O})(a-a^\dagger)}$ donde $a$ $a^\dagger$ son la crianza y el mugido de los operadores para $\phi$ a un impulso de IR a $k_0$. Además, $f({\cal O})$ representa la siguiente:
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f({\cal O})(a-a^\daga)~=~\epsilon Un(a-a^\daga)
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o
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f({\cal O})(a-a^\daga)~=~\epsilon b^\daga(a-a^\daga)b.
$$
La primera de ellas refleja el calibrado derivado $D_\mu\phi~=~\partial_\mu\phi~+~A\phi$, en particular la $A\phi$, y la segunda es una forma críptica de la Yukawa de Lagrange ${\cal L}_y~=~\bar\psi H\psi$. Ahora considere el$\epsilon~<<~1$, y esto se convierte
$$
\phi~=~\Phi~+~\epsilon f({\cal O})([a,~\Phi]~-~[^\daga,~\Phi]).
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Una de Fourier de la expansión del campo
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\phi~-~i\sum_k(a_ke^{-ikx}~-~^\dagger_ke^{-ikx}).
$$
entonces lleva a
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\phi~=~\Phi~+~2\epsilon f({\cal O})cos(k_0x),
$$
donde para el medidor o fermión caso tenemos $f({\cal O})~=~A$ o $b^\dagger b$.
Esto significa que el medidor de campo y fermión sectores de la pista de cada uno de los otros. El espacio de moduli para el medidor del sector parece idéntica a la de el sabor del sector. Incluso podría decirse que si hay Gribov ambituities con el calibre de la sucursal estos se trasladan a la fermión rama. Este es un interesante conjunto de problemas a investigar.
