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Física de los materiales magnéticos (libro)

octubre 11, 2012

Siendo un teórico puro puede resultar extraño que dedique una entrada a un libro que trata un tema tan aplicado cómo el de los materiales magnéticos. Realmente el único motivo por el que éste libro ha caído en mis manos ha sido que me lo encontré cuando buscaba otras cosas (no para mí) en una biblioteca.

Pero el caso es que es el típico libro de un tamaño moderado y relativamente pocas páginas (220 + apéndices) lo cuál invita a darle una oportunidad. Pero, igualmente ¿un libro sobre física aplicada? ¿moi?. Bien, el motivo es una frase que dijo un profesor en alguna asignatura (no recuerdo cuál exactamente): “comprendemos los materiales eléctricos desde hace bastante, pero no se pudieron explicar los materiales magnéticos hasta la década de los 50”. Supongo que por entender el magnetismo se debía referir al modelo de Ising (o si se quiere léase la versión inglesa de la wiki para una discusión más detallada Isig model ) cuya solución para el caso de dos dimensiones la obtuvo Onsager en 1944. Esa solución mostraba que los sistemas ferromagnéticos sufrían una transición de fase. se supone que eso puede explicar el magnetismo permanente de los materiales ferromagnéticos que son aquellos que una vez sus spines se quedan alineados por un campo externo mantienen esa alineación una vez retirado el campo.

Bien, eso es, en el fondo, todo lo que yo sabía sobre materiales magnéticos antes de ponerme con éste libro (si en algún momento he llegado a saber más ya lo había olvidado xD). Para un físico teórico es relevante, claro, saber las leyes de maxwell y, más adelante, saber la teoría de monopolos magnéticos, empezando por la de Dirac y luego el resurgimiento de los mismos dentro de las teorías gauge de gran unificación y cómo si asumimos que hubo una fase unificada, debe haber existido un mecanismo cómo la inflación para diluir la presencia de monopolos (algo necesario ya que no se han observado experimentalmente). En realidad el tema es curioso porque cuando a uno le explican el teorema de Noëther y que a cada simetría (externa o interna) le corresponde una corriente y una carga asociada piensa que entiende bien la carga eléctrica. Digamos que en el electromagnetismo uno tiene una simetría Gauge (ergo interna) de tipo U(1). Y sabemos que asociada hay una corriente. Y claro, uno dice, “ya está, es la corriente eléctrica”. Y sabe que sí se integra esa corriente a una superficie cerrada se obtiene una carga conservada y una vez más dice:”ya está, es la carga eléctrica”. De hecho si uno se mira en la Wiki sobre ese teorema lee justamente eso. Y si se pretende profundizar un poco uno debe irse a ver la definición formal de lo que es una carga. Bien, pues sí, vale, la carga es el generador de una simetría continua y par una simetría U(1) sólo puede haber un generador. Si nos vamos a simetrías gauge mas complejas tenemos que la carga se corresponde con el sistema de raíces del álgebra de Lie asociada al grupo.

Cómo inglesa de la wiki no explica de manera muy clara lo que son las raíces de un álgebra de Lie dejo una explicación somera, a modo de recordatorio para los que les suene de algo el tema, de lo que son. Quizás este sea un buen momento para que el lector se repase esta entrada básica sobre grupos de Lie.

La idea es muy simple. Si uno tiene un grupo de Lie, y su correspondiente álgebra, los elementos del álgebra son los generadores infinitesimales del grupo. La definición formal buena de éste álgebra si tiene cuando se considera que un grupo es una variedad diferenciable y entonces estos generadores son los vectores tangentes invariantes por la izquierda bajo la acción del grupo sobre si mismo, que puede probarse que se corresponden con el espacio tangente en la identidad del grupo. Para los físicos teóricos (al menos los de alguna generación previa a la irrupción de la teoría de cuerdas) un grupo de Lie es un grupo matricial y los generadores son matrices T que cumplen que los elementos del grupo son de la forma exp (iT) (exponenciación de matrices).

Lo siguiente es elegir el centro del álgebra de Lie (o subálgebra de Cartan). está formada por todos los elementos del álgebra que conmutan entre sí. Una pequeña aclaración, Por conmutar en el caso de sistemas matriciales nos referimos, claro está, a que las matrices conmutan. En el caso general está definido un corchete entre dos campos diferenciables en una variedad que juega ese papel (y obviamente ambas definiciones son equivalentes para grupos matriciales). Por cierto, el número de elementos del álgebra de Cartán se denommina rango del álgebra de Lie, lo digo para quien le suene el término. El motivo de elegir el álgebra de Cartan proviene del hecho bien conocido de que un conjunto de operadores que conmutan admite una base en la que todos los elementos operadores son diagonales (diagonalización simultánea).

Los vectores que diagonalizan simultáneamente a todos los elementos del álgebra de Cartán se denominan vectores peso, y sus autovalores son los pesos. Ya estamos cerca de poder definir lo que son las raíces del álgebra. Antes es necesario hablar de las representaciones. En física los grupos de simetría aparecen de forma natural. Son las transformaciones de simetría del espacio. Estas son simetrías externas. También hay simetrías internas que surgen cuando la física no se modifica cuando se cambian un tipo de partículas por otras. Bueno, el caso es que estas simetrías externas vienen dadas de forma natural por matrices. Las simetrías internas también vienen dadas por matrices. Al fin y al cabo tenemos sistemas cuánticos que son lineales y los operadores lineales “son matrices”. Bien, para una simetría típica, cómo una rotación SO(3) (y su recubridor universal SU(2))la matriz natural es una matriz 3×3 actuando e un espacio vectorial de 3 dimensiones. Pero el caso es que si uno se saca el álgebra de Lie de SU(3) se encuentra con que aparte de la representación “natural”. Pero hay otras. Una, muy importante, es la representación adjunta. Aunque los elementos del álgebra de Cartán conmutan el resto de elementos no. Eso sí, en general, cómo el álgebra es cerrada, el conmutador de dos elementos cualesquiera puede escribirse cómo combinación lineal de otros elementos de una base de generadores. Los coeficiente de cada elemento de la base se denominan constante de estructura y estás generan una representación, que se denomina representación adjunta. Pués bien, las raíces del álgebra de Lie son los vectores peso de la representación adjunta.

Cómo no quiero extenderme mucho más con el tema de representaciones de álgebras de Lie lo dejo aquí, pero quede esto cómo ejemplo de que la definición formal de lo que es carga en física no es algo precisamente trivial. Y esto nos lleva al principio. Vale, la carga eléctrica es el generador del U(1) de la electrodinámica (clásica o cuántica, da un poco lo mismo xD). Pero entonces ¿que pasa con el magnetismo?. Bueno, repasemos un poco de física elemental. Sabemos que los campos magnéticos están asociados a cargas en movimiento según las leyes de Maxwell. Una carga eléctrica moviéndose a una velocidad v genera un campo magnético. Ahora bien, ese campo magnético lo ve un observador para el que la carga se está moviendo con velocidad v, pero un observador que sea comóvil con la carga no ve ese campo magnético. Él lo que ve es un campo eléctrico Coulombiano. Es decir, que la noción de lo que es campo eléctrico o magnético depende del observador. En relatividad especial podemos juntar el potencial eléctrico del que se deriva el campo eléctrico y el potencial vector magnético del que se deriva el campo magnético en un caudrivector. Y ese cuadrivector, cómo dice su nombre, es un vector, y sabemos cómo se comporta bajo transformaciones de Lorentz. Los campos en si mismos los debemos ensamblar en un tensor, el tensor electromagnético, que es un tensor de orden 2 (podemos cambiar entre sus componentes co y contravariantes con la métrica de Minkowsky). Siendo un tensor sabemos perfectamente cómo se transforma.

Bien, el caso es que asociada a una carga, la carga eléctrica, tenemos dos campos, el eléctrico y el magnético. Por contra el campo magnético tiene su origen en las corrientes eléctricas (que son cargas eléctricas en movimiento) y por eso no necesitamos tener una “carga magnética”. En realidad no podríamos tener una “carga magnética” porque, sencillamente, la teoría electromagnética sólo tiene un generador. Sin embargo las ecuaciones de Maxwell son bastante simétricas (de hecho en ausencia de cargas son totalmente simétricas) y uno se siente tentado de introducir cargas magnéticas y sus correspondientes corrientes magnéticas, que generarían campos eléctricos. Pero no es tan sencillo. En fin, quien quiera leer más sobre el tema que consulte la teoría de Drirac sobre monopolos magnéticos.

Bueno, pero a ver, si no hay cargas magnéticas ¿de dónde surgen los materiales magnéticos? Bien, eso lo responde el libro. Pero vamos a hacer unas consideraciones teóricas previas. Las partículas elementales tienen un dipolo magnético. Una “idea clásica” es que si las partículas tiene spin eso es que “están girando sobre si mismas” y una carga girando es una carga en movimiento (er, bueno, si la idea de un punto girando tiene sentido, claro xD) y produce un campo magnético. Si uno hace un desarrollo multipolar de ese campo la parte relevante es la dipolar y ya tenemos el momento dipolar asociado a una partícula fundamental. Por supuesto esta “visión intuitiva” no tiene mucho sentido y lo que si hay es un tratamiento en mecánica cuántica (en particular en teoría cuántica de campos) en la que se puede obtener una expresión del valor del dipolo magnético, o, mas exactamente la constante de proporcionalidad entre el momento dipolar y el spin de la partícula, que se denomina momento magnético. Para mas detalles (no muchos más) puede verse la entrada de la wiki sobre el momento magnético.

Bien, entonces tenemos claro el origen a nivel fundamental del magnetismo (bueno, yo lo he intentado). En última instancia se reduce a que por teoría cuántica de capos las partículas fundamentales tienen un momento magnético.

Pero ¿cómo se pasa de ahí a que haya cuerpos con un campo magnético macroscópico? Pues la respuesta está en el libro de Antonio Hernando y Juan M. Rojo “Física de los materiales magnéticos”.

Y bien ¿que queda de esto para un teórico? Pues es muy sencillo. De no ser porque vivimos un mundo en que la tecnología hace un uso exhaustivo de los campos magnéticos estos parecerían mas bien una curiosidad. De hecho así era hasta prácticamente principios del siglo XX. Y el hecho de que algunas partículas tengan un dipolo magnético es, desde un punto de vista meramente teórico, poco más que una curiosidad. Uno no se esperaría a priori que una cantidad tan pequeña que sólo provoca correcciones a la estructura del átomo de hidrógeno pueda llegar a dar lugar por “milagros estadísticos” a configuraciones de materia que generen campos macroscópicos. De hecho el modelo de Ising depende de interacciones a primeros vecinos. Eso significa que tal vez en la existencia de materiales magnéticos no juegue un papel muy importante el hecho de que la interaccion electromagnética sea de largo alcance. Y, claro, eso hace que uno se plantee que tal vez en las teorias de cuerdas pueda haber algún “milagro” de ese estilo que permita que aparezcan en situaciones especiales algún tipo de campo “magnético” (para simetrias gauge mas generales, recordemos que las teorias de cuerdas y las teorias gauge van de la mano) y que tal vez pueda haber configuraciones exóticas de branas que puedan dar lugar a algún campo macroscópico que podamos detectar…si sabemos como mirar.

Y, bueno, para el que haya llegado a esta entrada con una mentalidad de físico aplicado, pués si, el libro seguro que también es muy interesante para ellos :-).

Teoría de grupos y física I: conceptos básicos

junio 3, 2009

Una de las ramas de la matemática cuyo uso en física es fundamental es la teoría de grupos, en particular la teoría de grupos de Lie. Reflejo de esa importancia es que el modelo standard de partículas, la teoría sobre la naturaleza mas sofisticada y fundamental sobre la naturaleza que esta verificada experimentalmente se conoce, incluso en los libros de divulgación cómo SU(3)xSU(2)xU(1). Y en esos mismos libros de divulgación posiblemente se habrá podido leer de modelos de gran unificación tipo SU(5) ó SO(10). Aparte esta el hecho de que formalmente todas las partículas del modelo standard pertenecen a representaciones del grupo de Lorentz. En este post (y los que le siguen) intentaré explicar que significan, y que utilidad tienen, esos símbolos.

Antes de eso, no obstante, señalar que pese a su importancia la teoría de grupos no siempre se enseña en una licenciatura de físicas, incluso en al especialidad de teórica. Por ejemplo, ahora mismo, en el plan actual de la UAM esta ausente. Ciertamente casi cualquier estudiante de físicas sabrá, una vez cumplimentado en primer curso el correspondiente curso de álgebra lineal, que SU(2) es el grupo de matrices unitarias especiales de dimensión 2, pero, ciertamente de saber eso a entender su uso en teoría cuántica de campos media un pequeño abismo.

Eso sí, a lo largo de los estudios la gente habrá oído comentar varias veces que tal o cuál cosa de mecánica cuántica (no relativista) se puede explicar de una manera mas elegante mediante grupos. Eso incluye cosas cómo el momento angular, los coeficientes de Clebs-Gordon y alguna cosa más. Posiblemente alguno se ha quedado con ganas de ver algo sobre el tema. Intentaré ver algo al respecto, pero me centraré mas en los usos de la teoría en física de partículas.

Una última puntualización antes de entrar en materia. La forma de ver exponer la teoría de grupos varia mucho de los textos escritos para físicos a los textos escritos para matemáticos. En este post expondré los resultados en el estilo de los físicos de modo que pueda leerlo el mayor número posible de gente. Pero, aparte, comentaré la forma en que se ven esos conceptos en la literatura matemática para que cualquier con un bagaje en matemática moderna pueda ver la forma “verdadera” de dichos conceptos. Eso sí, asumiré que ese lector matemático ya conoce topologia, geometría diferencial en variedades y cosas así.

Empecemos ya con la materia. Un grupo (G, .) es un conjunto de elementos en los que se introduce una operación interna, que denotaré por un punto “.” (ocasionalmente usaré el signo + para esa operación en los lugares dónde su uso sea mas natural), que cumple las siguientes propiedades:

i) Asociativa: a.(b.c)=(a.b).c \forall ~a,b,c \in~G
ii) Elemento identidad: \exists ~ e~ t.q. ~ e.a=a.e ~\forall a \in G
iii) Elemento inverso: \forall a \in G \exists ~ a^{-1} ~ t.q.~ a.a^{-1}=a^{-1}.a=e

Si además la operación “.” cumple la propiedad conmutativa se dirá que el grupo es Abeliano.

Vamos a ver algunos ejemplos:

(\mathbb Z,+) , el conjunto de números enteros con la suma usual, es un grupo abeliano; donde el elemento neutro es el 0, y el simétrico de x, es -x.
(\mathbb Z_n,.) Grupo cíclico de orden n. Es el grupo generado por un único elemento a y sus potencias hasta orden n. Esta última es la identidad, esto es {a,a^2, a^3,...,a^n=e}. No entraré en muchos detalles sobre este grupo. En el caso mas sencillo dónde los elementos del conjunto son números enteros los generadores del grupo son los enteros que son primos relativos con n. De hecho puede demostrarse que todos los otros casos son equivalentes (isomorfos) a este. Sin embargo este tipo de grupos aparecen de manera abstracta en, por ejemplo construcciones topológicas como la homotopia o la homologia.

Estos dos ejemplos anteriores son grupos discretos, es decir, el conjunto G tiene un número finito de elementos. Aunque son interesantes en si mismos y útiles en varias ramas de la matemática y la física nos va a interesar mas el caso de los grupos continuos, es decir, aquellos en los que el conjunto G tiene un número infinito (no numerable) de elementos. Ejemplos de estos grupos van a ser los que aparecían al principio, los U(n), SU(n), SO(n), etc .

Grupo unitario U(n): Conjunto de las matrices unitarias nxn, con la operación “.” el producto de matrices. Es decir, las matrices que cumplen U^{\dagger}.U=U^{\dagger}.U=\mathbb I . Para n>1es no abeliano. Sin embargo U(1) es abeliano. Se corresponde a las transformaciones de fase e^{i\theta}.

Grupo especial unitario SU(n): Grupo de las matrices unitarias con determinante unidad.

Grupo ortogonal SO(n): grupo de la matrices ortogonales, es decir, que cumplen A.A^T=A ^T.A=\mathbb I .

Voy a detenerme un poco en este último grupo porque nos va a permitir ver el motivo por el cuál los grupos son importantes en física. En los cursos de álgebra lineal elemental se muestra cómo las operaciones geométricas de girar un vector por un ángulo \theta se corresponde con una matriz ortogonal de dimensión 2: \left( \begin{array}{cc} cos{\theta} & -sen{\theta}  \\ sen{\theta} & cos{\theta} \end{array} \right)

Pues bien, esta matriz se puede ver que es, para cualquier valor de \theta un elemento de SO(2). Igualmente las matrices de SO(3) se corresponden a la operación geométrica de giros (Si quisiéramos incluir reflexiones tendríamos que permitir matrices con determinante -1 y tendríamos el grupo O(n)). En física hay muchos problemas que tiene simetría rotacional, es decir, que el problema no cambia si el conjunto de todas las partículas y/o campos involucradas en el problema son sometidos a una rotación. Esto nos da ya una idea de la íntima relación que va a haber entre grupos continuos y física.

Un poco mas formalmente puede decirse que los grupos de rotaciones son los grupos que dejan invariante el producto escalar de dos vectores. Este producto viene definido por una métrica. Los grupos SO(n) se corresponden a la métrica usual en \mathbb R^n . Antes hablé del grupo de Lorentz. Este es el análogo al grupo SO(n) cuando en R ^4 se tiene, en vez de la métrica euclidea usual, la métrica de Lorentz, i.e. la métrica diag (-1,1,1,1). Se suele denotar el grupo de Lorentz mediante la notación SO(3,1). Si además de rotaciones permitimos traslaciones hablamos del grupo euclideo para el caso de la métrica usual y del grupo de Poincaré para la métrica de Lorentz.

Voy a hacer un pequeño inciso destinado a los matemáticos. En física la mayoría de grupos continuos van a ser grupos matriciales y por “continuo” puede entenderse, hablando vagamente, que los elementos de cada matriz posible van a estar determinados por unos ciertos parámetros. Es decir, que los elementos de la matriz van a ser funciones de un cierto número de variables y la continuidad del grupo viene a decir que esas funciones son funciones continuas (entendidas como funciones de variable real).

En matemáticas se quiere tener una definición general mas abstracta. Para ello se introduce el concepto de grupo topológico. Un grupo topológico es un grupo en el que el conjunto G es un espacio topológico. Se exige, además, que las operaciones de grupo sean compatibles con la topología, es decir que la multiplicación del grupo G × G -> G y la operación de inversión G -> G sean aplicaciones continuas. Aquí, G × G es visto como un espacio topológico con la topología producto.

De hecho se suele ir un paso más allá. En física interesan los grupos de Lie. Estos aparte de continuos deben ser diferenciables. Esto nos lleva, en terminología moderna, a decir que un grupo de Lie es una variedad diferencial en las que operaciones de grupo son funciones \mathbb C^\infty. Mas adelante introduciré la noción de álgebra de Lie en términos matriciales. Anticipar que en términos matemáticos el álgebra de Lie se corresponderá con el conjunto de los vectores invariantes por la izquierda bajo la acción del grupo, que, en última instancia puede verse que se corresponde con el espacio tangente en la identidad.

Sigamos, tras ese paréntesis para matemáticos, con algunas nociones más.

Dados dos grupos G=(g1,g2,…} y H={h1,h2,….} se define su producto directo GxH= {g_ih_i} con la ley de multiplicación g_kh_l.g_mh_n=g_kg_m.h_lh_m

Esto ya nos permite entender la notación usada al principio cuando decíamos que el modelo standard es SU(3)xSU(2)xU(1). Ciertamente entender plenamente el significado de esa notación es mucho mas complicado que todo lo visto hasta ahora, pero, en esencia, es lo que he puesto antes, el producto directo de esos grupos.

Saber si un grupo dado puede o no escribirse como producto de otros grupos es algo importante. Para poder estudiar eso vamos a introducir otro concepto, el subgrupo invariante.

Un subconjunto N de un grupo G es un subgrupo invariante de G si \forall t~ \in ~ N ~ r.t.r^{-1} ~ \in ~ N . Es decir, que la operación de multiplicar un elemento de N por cualquier elemento de G no nos saca de N. Se ve trivialmente que cualquier componente en un producto directo de grupos es un subgrupo invariante del grupo producto. Se dice que un grupo que no contiene ningún subgrupo invariante es un grupo simple. SU(n) es un grupo simple. U(n), por el contrario, no lo es. Puede verse que U(n) se puede descomponer en el producto SU(n) xU(1). Dada la relevancia de U(1) se introduce un concepto mas. Se dice que un subgrupo es semisimple cuando puede escribirse como producto de otros grupos mas sencillos ningunos de los cuales es U(1). Según esto U(n) no sería un grupo semisimple.

Para concluir este post voy a introducir brevemente un concepto más, de capital importancia, la representación de un grupo. Una representación es la realización de los elementos del grupo como matrices.

En el caso de los grupos que en su definición ya interviene el concepto de matriz (SU(n), O(n), U(n), etc) sto no parece aportar nada especial. En el caso de otros grupos, como el caso de los grupos finitos, esto si tiene su utilidad. No obstante es muy importante dejar claro que incluso en los grupos cuya definición se hace en términos de matrices tiene sentido hablar de representaciones. Veamos porque.

Pensemos en SO(3) . En su definición viene dado por matrices 3×3 que actúan sobre vectores de dimensión 3. En mecánica clásica tenemos una magnitud física, el momento angular, que esta definida para sistemas que tiene invarianza bajo rotaciones. La expresión convencional para el momento angular es \vec L=\vec r x \vec p . En cuántica el radio r y el momento lineal p se sustituyen por los correspondientes operador posición y operador momento. Análogamente se introduce el operador momento angular \hat L=\hat r x \hat p .

Clasicamente el momento angular puede tomar cualquier valor. Sin embargo cuánticamente el operador momento angular (al menos para ciertos sistemas, como los estados ligados del átomo de hidrógeno) puede verse que va a tomar una serie discreta de valores. Más aún, clasicamente pueden medirse simultáneamente el valor del momento angular total L (o su cuadrado) y todos las componentes, (Lx, Ly, Lz), del momento angular. Cuanticamente sin embargo los operadores Li aunque conmutan con el operador L ^2 no conmutan entre sí y por tanto no pueden medirse simultáneamente sus valores (normalmente, por convenio se opta por medir Lz). Esto nos lleva a que tendremos que caracterizar los estados en términos de (L^2 ,Lz) . Esto nos lleva a que tendremos los autoestados caracterizados por valores (l, m) dónde l es el autovalor respecto a L^2 y m el autovalor respecto a Lz. Se puede demostrar, además, que si los valores posibles de m para un l dado son m={l, l-1, l-2,….,0, -(l-1), -(l-2), …,- l}.

Tal vez el lector se haya despistado un poco con la física de los párrafos precedentes y se pregunte su relación con as representaciones. Pasemos a aclararlo. Actuando sobre funciones arbitrarias el operador L esta definido en términos de los operadores r y p, según dijimos antes. Sin embargo si nos restringimos a autofunciones con momento angular y tercera componente angular bien definidos podremos representar L^2 y los Li mediante matrices nxn. Aquí la dimensión n estará relacionada con el autovalor l. En concreto será el número de valores posibles de m para un l dado. Así, para l=0 tenemos un sólo valor posible. Para l=1 tenemos 3, para l=2 tenemos 5 y, en general n= 2l + 1. Según esto para estados de momento l=1 el grupos SO(3) vendría representado por matrices 3×3, para l=2 por matrices 5×5, etc. En realidad en cuántica en vez de SO(3) se va a tomar su grupo recubridor, que es SU(2) y las cosas son ligeramente diferentes. Más aun, estrictamente el momento angular esta asociado a los generadores infinitesimales del grupo de Lie (su álgebra de Lie). De hecho lo que en última instancia se estudia son las representaciones de ese álgebra, que generan las representaciones del grupo. No obstante se suele referir a la representación del álgebra como la representación del grupo sin hacer mayor distinción. No ahondare en estos conceptos ahora, lo pospondré para posts venideros.

En física de partículas las cosas van a ser ligeramente diferentes. Los grupos SU(n) se van a corresponder no a simetrías externas globales sino a simetrías internas locales. Asociados a esos grupos van a estar los bosones vectoriales. En el caso U(1), correspondiente al electromagnetismo, ese bosón vectorial es el fotón, mediador de la interacción electromagnética. En el caso de SU(3) esos bosones serán los gluones, mediadores de la interacción nuclear fuerte.

Veremos que los bosones vectoriales estarán asociados a una representación específica de esos grupos, la representación que los define (conocida como representación adjunta). Físicamente los bosones interactuan con fermiones cargados bajo ese grupo de simetría. Así los fotones interactuan con electrones con carga eléctrica y los gluones sobre quarks que (aparte de carga eléctrica, irrelevante para lo que aquí quiero mostrar) tienen carga bajo SU(2), conocida como carga de color.

En términos matemáticos tenemos que los fermiones van a ser algo así como los vectores sobre los que actúan las matrices. Para aquellos con un cierto nivel en matemáticas decir que las teorías gauge se corresponden a conexiones en fibrados principales y que los fermiones se corresponden a fibrados vectoriales asociados.

En pos ulteriores iré aclarando más que significan todas estas cosas. Introduciré el concepto de suma directa de representaciones y así podré explicar el significado de expresiones del tipo:

(2×2)x2=(3+1)x2=(3×2)+(1×2)=4+2+2

Pero eso será en otro post. El tema de la teoría de grupos es extenso y difícilmente pueden condensarse en una única entrada todos sus aspectos relevantes.