quark superior
Tipo de quark

quark superior
Un evento de colisión que involucra quarks top
Composiciónpartícula elemental
Estadísticafermiónico
Familiacuarc
Generacióntercero
Interaccionesfuerte , débil , electromagnético , gravedad
Símbolo
a
Antipartículaantiquark superior (
a
)
TeorizadoMakoto Kobayashi y Toshihide Maskawa (1973)
DescubiertoColaboraciones CDF y DØ (1995)
Masa172,76 ± 0,3  GeV/ c2 [1 ]
Vida media5 × 10 −25  s
Se descompone enquark bottom (99,8%)
quark strange (0,17%)
quark down (0,007%)
Carga eléctrica+ ⁠ 2 /3⁠ mi
Carga de colorSí
Girar⁠ 1 /2⁠  ħ
La cima1
Isospín débilLH : + ⁠ 1 /2⁠ , DERECHA : 0
Hipercarga débilLH : + ⁠1 /3⁠ , DERECHA : + ⁠4/3⁠

El quark top , a veces también denominado quark de la verdad , (símbolo: t) es la partícula elemental más masiva observada . Su masa se deriva de su acoplamiento al campo de Higgs . Este acoplamiento y t es muy cercano a la unidad; en el Modelo Estándar de física de partículas , es el acoplamiento más grande (más fuerte) en la escala de las interacciones débiles y superiores. El quark top fue descubierto en 1995 por los experimentos CDF [2] y DØ [3] en Fermilab .

Como todos los demás quarks , el quark top es un fermión con espín 1/2 y participa en las cuatro interacciones fundamentales : gravitación , electromagnetismo , interacciones débiles e interacciones fuertes . Tiene una carga eléctrica de + 2 /3⁠  e . Tiene una masa de172,76 ± 0,3  GeV/ c 2 , [1] que está cerca de la masa del átomo de renio . [4] La antipartícula del quark top es el antiquark top (símbolo: t , a veces llamado antiquark top o simplemente antitop ), que se diferencia de él solo en que algunas de sus propiedades tienen magnitud igual pero signo opuesto .

El quark top interactúa con los gluones de la interacción fuerte y normalmente se produce en los colisionadores de hadrones a través de esta interacción. Sin embargo, una vez producido, el top (o antitop) puede desintegrarse solo a través de la fuerza débil . Se desintegra en un bosón W y en un quark bottom (lo más frecuente), un quark strange o, en las ocasiones más raras, un quark down . [a]

El Modelo Estándar determina que la vida media del quark top es aproximadamente5 × 10 −25  s . [5] Esto es aproximadamente una vigésima parte de la escala de tiempo para interacciones fuertes, [b] y por lo tanto no forma hadrones , lo que brinda a los físicos una oportunidad única de estudiar un quark "desnudo" (todos los demás quarks se hadronizan , lo que significa que se combinan con otros quarks para formar hadrones y solo se pueden observar como tales).

Debido a que el quark top es tan masivo, sus propiedades permitieron la determinación indirecta de la masa del bosón de Higgs (véase § Masa y acoplamiento con el bosón de Higgs más abajo). Por ello, las propiedades del quark top se estudian ampliamente como un medio para discriminar entre teorías competitivas de nueva física más allá del Modelo Estándar. El quark top es el único quark que se ha observado directamente debido a que su tiempo de desintegración es más corto que el tiempo de hadronización. [b] [6]

Historia

En 1973, Makoto Kobayashi y Toshihide Maskawa predijeron la existencia de una tercera generación de quarks para explicar las violaciones CP observadas en la desintegración de kaones . Los nombres top y bottom fueron introducidos por Haim Harari en 1975, [7] [8] para que coincidan con los nombres de la primera generación de quarks ( up y down ) lo que refleja el hecho de que los dos eran los componentes "up" y "down" de un doblete de isospín débil . [9] [10]

La propuesta de Kobayashi y Maskawa se basó en gran medida en el mecanismo GIM propuesto por Sheldon Glashow , John Iliopoulos y Luciano Maiani , [11] que predijo la existencia del entonces todavía no observado quark charm . (La evidencia directa de la existencia de quarks, incluido el otro quark de segunda generación , el quark strange , se obtuvo en 1968; las partículas strange se descubrieron en 1947). Cuando en noviembre de 1974 los equipos del Laboratorio Nacional de Brookhaven (BNL) y el Centro del Acelerador Lineal de Stanford (SLAC) anunciaron simultáneamente el descubrimiento del mesón J/ψ , poco después se identificó como un estado ligado del quark charm faltante con su antiquark. Este descubrimiento permitió que el mecanismo GIM se convirtiera en parte del Modelo Estándar. [12] Con la aceptación del mecanismo GIM, la predicción de Kobayashi y Maskawa también ganó credibilidad. Su argumento se vio reforzado por el descubrimiento de la tau por el equipo de Martin Lewis Perl en SLAC entre 1974 y 1978. [13] La tau anunció una tercera generación de leptones , rompiendo la nueva simetría entre leptones y quarks introducida por el mecanismo GIM. La restauración de la simetría implicaba la existencia de un quinto y un sexto quark.

De hecho, no pasó mucho tiempo hasta que el equipo del experimento E288, dirigido por Leon Lederman en Fermilab , descubrió un quinto quark, el bottom, en 1977. [14] [15] [16] Esto sugería firmemente que también debía haber un sexto quark, el top, para completar el par. Se sabía que este quark sería más pesado que el bottom, y que requeriría más energía para crearse en las colisiones de partículas, pero la expectativa general era que el sexto quark se encontraría pronto. Sin embargo, pasaron otros 18 años antes de que se confirmara la existencia del top. [17]

Las primeras búsquedas del quark top en el SLAC y el DESY (en Hamburgo ) no dieron ningún resultado. Cuando, a principios de los años 1980, el Super Sincrotrón de Protones (SPS) del CERN descubrió el bosón W y el bosón Z , se volvió a pensar que el descubrimiento del top era inminente. A medida que el SPS ganaba competencia con el Tevatrón del Fermilab, todavía no había señales de la partícula desaparecida, y el grupo del CERN anunció que la masa del top debía ser al menos41 GeV/ c 2 . Después de una carrera entre el CERN y el Fermilab para descubrir el tope, el acelerador del CERN alcanzó sus límites sin crear un solo tope, empujando el límite inferior de su masa hasta77 GeV/ c 2 . [17]

El Tevatron fue (hasta el inicio de la operación del LHC en el CERN en 2009) el único colisionador de hadrones lo suficientemente potente como para producir quarks top. Para poder confirmar un descubrimiento futuro, se añadió al complejo un segundo detector, el detector DØ (además del detector de colisionadores en Fermilab (CDF) ya presente). En octubre de 1992, los dos grupos encontraron su primer indicio del top, con un único evento de creación que parecía contener el top. En los años siguientes, se recopilaron más pruebas y el 22 de abril de 1994, el grupo CDF presentó su artículo presentando evidencia tentativa de la existencia de un quark top con una masa de aproximadamente 1000 000 000.175 GeV/ c 2 . Mientras tanto, DØ no había encontrado más evidencia que el sugerente evento de 1992. Un año después, el 2 de marzo de 1995, después de haber reunido más evidencia y reanalizado los datos de DØ (en los que se había buscado una cima mucho más liviana), los dos grupos informaron conjuntamente el descubrimiento de la cima con una masa de176 ± 18 GeV/ c2 . [2] [ 3] [17]

En los años previos al descubrimiento del quark top, se observó que ciertas mediciones de precisión de las masas y acoplamientos de los bosones vectoriales electrodébiles son muy sensibles al valor de la masa del quark top. Estos efectos se vuelven mucho mayores para valores más altos de la masa top y, por lo tanto, podrían ver indirectamente el quark top incluso si no se pudo detectar directamente en ningún experimento en ese momento. El mayor efecto de la masa del quark top fue sobre el parámetro T , y para 1994 la precisión de estas mediciones indirectas había llevado a una predicción de la masa del quark top entre145 GeV/ c 2 y185 GeV/ c 2 . [17] Fue el desarrollo de técnicas que finalmente permitieron cálculos tan precisos lo que llevó a Gerardus 't Hooft y Martinus Veltman a ganar el Premio Nobel de Física en 1999. [18] [19]

Propiedades

  • A la energía final del Tevatrón de 1,96 TeV, se produjeron pares top-antitop con una sección transversal de aproximadamente 7  picobarns (pb). [20] La predicción del Modelo Estándar (en el orden siguiente al principal con m t =175 GeV/ c 2 ) es 6,7–7,5  pb .
  • Los bosones W de las desintegraciones del quark top llevan la polarización de la partícula madre, por lo que se presentan como una sonda única para la polarización top.
  • En el Modelo Estándar, se predice que el quark top tiene un número cuántico de espín de ⁠ 1 /2⁠ y carga eléctrica ⁠++ 2 /3Se ha publicado una primera medición de la carga del quark top, lo que da cierta confianza en que la carga del quark top es efectivamente  ⁠ ++ 2 /3⁠ . [21]

Producción

Debido a que los quarks top son muy masivos, se necesitan grandes cantidades de energía para crear uno. La única forma de lograr energías tan altas es mediante colisiones de alta energía. Estas ocurren de forma natural en la atmósfera superior de la Tierra cuando los rayos cósmicos chocan con partículas en el aire, o pueden crearse en un acelerador de partículas . En 2011, después de que el Tevatron cesara sus operaciones, el Gran Colisionador de Hadrones del CERN se convirtió en el único acelerador que genera un haz de energía suficiente para producir quarks top, con una energía en el centro de masas de 7 TeV. Existen múltiples procesos que pueden conducir a la producción de quarks top, pero se pueden dividir conceptualmente en dos categorías: producción de pares top y producción de un solo top.

Pares de quarks top

La más común es la producción de un par top-antitop mediante interacciones fuertes . En una colisión, se crea un gluón altamente energético, que posteriormente se desintegra en un top y un antitop. Este proceso fue responsable de la mayoría de los eventos top en Tevatron y fue el proceso observado cuando se descubrió el top por primera vez en 1995. [22] También es posible producir pares top-antitop mediante la desintegración de un fotón intermedio o un bosón Z. Sin embargo, se predice que estos procesos son mucho más raros y tienen una firma experimental prácticamente idéntica en un colisionador de hadrones como Tevatron.

Quarks top individuales

La producción de quarks top individuales mediante interacción débil es un proceso claramente diferente. Esto puede suceder de varias maneras (llamadas canales): o bien un bosón W intermedio se desintegra en un quark top y un quark antibottom ("canal s") o bien un quark bottom (probablemente creado en un par a través de la desintegración de un gluón) se transforma en un quark top intercambiando un bosón W con un quark up o down ("canal t"). Un único quark top también se puede producir en asociación con un bosón W, lo que requiere un quark bottom de estado inicial ("canal tW"). La primera evidencia de estos procesos fue publicada por la colaboración DØ en diciembre de 2006, [23] y en marzo de 2009 las colaboraciones CDF [24] y DØ [22] publicaron artículos gemelos con la observación definitiva de estos procesos. La principal importancia de medir estos procesos de producción es que su frecuencia es directamente proporcional al  componente | V tb | 2 de la matriz CKM .

Decadencia

Estados finales de desintegración de ttbar
Todos los estados finales posibles de la desintegración de un par de quarks top

La única forma conocida en que el quark top puede desintegrarse es a través de la interacción débil , produciendo un bosón W y un quark bottom . [a] Debido a su enorme masa , el quark top tiene una vida extremadamente corta, con una vida útil prevista de solo5 × 10 −25  s . [5] Como resultado, los quarks top no tienen tiempo antes de desintegrarse para formar hadrones como lo hacen otros quarks. [b] La ausencia de un hadrón que rodee al quark top proporciona a los físicos la oportunidad única de estudiar el comportamiento de un quark "desnudo".

En particular, es posible determinar directamente la relación de ramificación :

B ⁡ (   a → Yo +   b   ) ≡ Γ ⁡ (   a → Yo +   b   )   ∑ q   =   b , s , d Γ ⁡ (   a → Yo +   q   )     . {\displaystyle \operatorname {B} \left(\ \mathrm {t} \to W^{+}\ \mathrm {b} \ \right)\equiv {\frac {\operatorname {\Gamma } \left(\ \mathrm {t} \to W^{+}\ \mathrm {b} \ \right)}{\ \sum _{q\ =\ \mathrm {b,s,d} }\operatorname {\Gamma } \left(\ \mathrm {t} \to W^{+}\ q\ \right)\ }}~.}

La mejor determinación actual de esta relación es0,957 ± 0,034 . [25] Dado que esta relación es igual a | V tb | 2 según el Modelo Estándar , esto proporciona otra forma de determinar el elemento CKM  | V tb | , o en combinación con la determinación de | V tb | a partir de la producción de un solo tope, proporciona pruebas para la suposición de que la matriz CKM es unitaria. [26]

El Modelo Estándar también permite desintegraciones más exóticas, pero sólo en un nivel de bucle, lo que significa que son extremadamente raras. En particular, es concebible que un quark top pueda desintegrarse en otro quark de tipo up (un up o un charm) emitiendo un fotón o un bosón Z. [27] Sin embargo, las búsquedas de estos modos de desintegración exóticos no han producido evidencia de que ocurran, de acuerdo con las expectativas del Modelo Estándar. Se ha determinado que las proporciones de ramificación para estas desintegraciones son menores de 1,8 en 10 000 para la desintegración fotónica y menores de 5 en 10 000 para la desintegración del bosón Z con un 95 % de confianza . [25]

Masa y acoplamiento al bosón de Higgs

El Modelo Estándar genera masas de fermiones a través de sus acoplamientos con el bosón de Higgs . Este bosón de Higgs actúa como un campo que llena el espacio. Los fermiones interactúan con este campo en proporción a sus constantes de acoplamiento individuales y i , lo que genera masa. Una partícula de baja masa, como el electrón , tiene un acoplamiento minúsculo y electrón =2 × 10 −6 , mientras que el quark top tiene el mayor acoplamiento con el Higgs, y t ≈ 1 .

En el Modelo Estándar, todos los acoplamientos de Higgs-Yukawa de quarks y leptones son pequeños comparados con el acoplamiento de Yukawa de quarks top. Esta jerarquía en las masas de los fermiones sigue siendo un problema profundo y abierto en la física teórica. Los acoplamientos de Higgs-Yukawa no son constantes fijas de la naturaleza, ya que sus valores varían lentamente con la escala de energía (escala de distancia) en la que se miden. Esta dinámica de los acoplamientos de Higgs-Yukawa, llamada "constantes de acoplamiento móviles", se debe a un efecto cuántico llamado grupo de renormalización .

Se plantea la hipótesis de que los acoplamientos de Higgs-Yukawa de los quarks up, down, charm, strange y bottom tienen valores pequeños en la escala de energía extremadamente alta de la gran unificación.10 15  GeV . Aumentan de valor en escalas de energía más bajas, en las que las masas de los quarks son generadas por el bosón de Higgs. El ligero crecimiento se debe a correcciones del acoplamiento QCD . Las correcciones de los acoplamientos de Yukawa son insignificantes para los quarks de menor masa.

Una de las opiniones predominantes en la física de partículas es que el tamaño del acoplamiento Higgs-Yukawa del quark top está determinado por una propiedad no lineal única de la ecuación del grupo de renormalización que describe el funcionamiento del gran acoplamiento Higgs-Yukawa del quark top. Si un acoplamiento Higgs-Yukawa del quark tiene un valor grande a energías muy altas, sus correcciones Yukawa evolucionarán hacia abajo en la escala de masa y se cancelarán contra las correcciones QCD. Esto se conoce como un punto fijo infrarrojo (cuasi) , que fue predicho por primera vez por B. Pendleton y GG Ross, [28] y por Christopher T. Hill , [29]. No importa cuál sea el valor inicial de partida del acoplamiento, si es suficientemente grande, alcanzará este valor de punto fijo. Luego se predice la masa del quark correspondiente.

El acoplamiento de Yukawa del quark top se encuentra muy cerca del punto fijo infrarrojo del Modelo Estándar. La ecuación del grupo de renormalización es:

micras     ∂ ∂ micras   y a ≈   y a   16   π 2 (   9   2 y a 2 − 8 gramo 3 2 −   9   4 gramo 2 2 −   17   20 gramo 1 2 )   , {\displaystyle \mu \ {\frac {\ \partial }{\partial \mu }}\ y_{\mathrm {t} }\approx {\frac {\ y_{\text{t}}\ }{16\ \pi ^{2}}}\left({\frac {\ 9\ }{2}}y_{\mathrm {t} }^{2}-8g_{3}^{2}-{\frac {\ 9\ }{4}}g_{2}^{2}-{\frac {\ 17\ }{20}}g_{1}^{2}\right)\ ,}

donde g 3 es el acoplamiento de calibre de color, g 2 es el acoplamiento de calibre de isospín débil y g 1 es el acoplamiento de calibre de hipercarga débil. Esta ecuación describe cómo cambia el acoplamiento de Yukawa con la escala de energía  μ . Las soluciones de esta ecuación para valores iniciales grandes y t hacen que el lado derecho de la ecuación se acerque rápidamente a cero, bloqueando y t al acoplamiento QCD g 3 .

El valor del punto fijo del quark top está determinado con bastante precisión en el Modelo Estándar, lo que da como resultado una masa del quark top de 220 GeV. Esto es aproximadamente un 25 % mayor que la masa top observada y puede estar insinuando una nueva física en escalas de energía más altas.

El punto fijo cuasi-infrarrojo se convirtió posteriormente en la base de la condensación de quarks top y las teorías topcolor de ruptura de simetría electrodébil, en las que el bosón de Higgs está compuesto por un par de quarks top y antitop. La masa predicha del quark top se ajusta mejor al punto fijo si hay escalares de Higgs adicionales más allá del modelo estándar y, por lo tanto, puede estar insinuando una rica espectroscopia de nuevos campos de Higgs en escalas de energía que se pueden investigar con el LHC y sus actualizaciones. [30] [31]

Véase también

Notas al pie

  1. ^ ab La gran mayoría de las desintegraciones del quark top producen un quark bottom , cuya masa es la más próxima a la del top . En muy raras ocasiones puede desintegrarse en un quark strange ; casi nunca en un quark down .
  2. ^ abc La desintegración del quark top es un ejemplo excepcional de un proceso débil que es más rápido que una interacción fuerte .

Referencias

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Lectura adicional

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