Antipartícula

Partícula con cargas opuestas.

Ilustración de carga eléctrica de partículas (izquierda) y antipartículas (derecha). De arriba a abajo; electrón / positrón , protón / antiprotón , neutrón / antineutrón .

En física de partículas , cada tipo de partícula de materia "ordinaria" (a diferencia de la antimateria ) está asociada a una antipartícula de la misma masa pero con cargas físicas opuestas (como la carga eléctrica ). Por ejemplo, la antipartícula del electrón es el positrón (también conocido como antielectrón). Mientras que el electrón tiene carga eléctrica negativa, el positrón tiene carga eléctrica positiva, y se produce de forma natural en ciertos tipos de desintegración radiactiva . Lo contrario también es cierto: la antipartícula del positrón es el electrón.

Algunas partículas, como el fotón , son su propia antipartícula. De lo contrario, para cada par de antipartículas asociadas, una se designa como la partícula normal (la que ocurre en la materia con la que normalmente se interactúa en la vida diaria). La otra (normalmente recibe el prefijo "anti-") se denomina antipartícula .

Los pares partícula-antipartícula pueden aniquilarse entre sí, produciendo fotones ; Como las cargas de la partícula y la antipartícula son opuestas, la carga total se conserva. Por ejemplo, los positrones producidos en la desintegración radiactiva natural se aniquilan rápidamente con electrones, produciendo pares de rayos gamma , un proceso explotado en la tomografía por emisión de positrones .

Las leyes de la naturaleza son casi simétricas con respecto a las partículas y antipartículas. Por ejemplo, un antiprotón y un positrón pueden formar un átomo de antihidrógeno , que se cree que tiene las mismas propiedades que un átomo de hidrógeno . Esto lleva a la pregunta de por qué la formación de materia después del Big Bang dio como resultado un universo compuesto casi exclusivamente de materia, en lugar de ser una mezcla mitad y mitad de materia y antimateria . El descubrimiento de la violación de la paridad de carga ayudó a arrojar luz sobre este problema al mostrar que esta simetría, originalmente considerada perfecta, era sólo aproximada. La pregunta sobre cómo la formación de materia después del Big Bang dio lugar a un universo compuesto casi enteramente de materia sigue sin respuesta, y las explicaciones hasta el momento no son realmente satisfactorias en general.

Debido a que la carga se conserva , no es posible crear una antipartícula sin destruir otra partícula de la misma carga (como es el caso, por ejemplo, cuando las antipartículas se producen naturalmente mediante la desintegración beta o la colisión de rayos cósmicos con la atmósfera terrestre), o mediante la creación simultánea de una partícula y su antipartícula (producción de pares), que puede ocurrir en aceleradores de partículas como el Gran Colisionador de Hadrones del CERN .

Las partículas y sus antipartículas tienen cargas iguales y opuestas, de modo que una partícula sin carga también da lugar a una antipartícula sin carga. En muchos casos, la antipartícula y la partícula coinciden: pares de fotones ,  bosones Z 0 ,π0 mesones , gravitones hipotéticos y algunos WIMP hipotéticos se autoaniquilan. Sin embargo, las partículas eléctricamente neutras no tienen por qué ser idénticas a sus antipartículas: por ejemplo, el neutrón y el antineutrón son distintos.

Historia

Experimento

En 1932, poco después de la predicción de los positrones realizada por Paul Dirac , Carl D. Anderson descubrió que las colisiones de rayos cósmicos producían estas partículas en una cámara de niebla , un detector de partículas en el que los electrones (o positrones) en movimiento dejan rastros a medida que se mueven a través de la superficie. gas. La relación carga eléctrica-masa de una partícula se puede medir observando el radio de curvatura de su trayectoria en la cámara de nubes en un campo magnético . Los positrones, debido a la dirección en que se curvaban sus trayectorias, al principio fueron confundidos con electrones que viajaban en la dirección opuesta. Las trayectorias de los positrones en una cámara de niebla trazan la misma trayectoria helicoidal que la de un electrón, pero giran en dirección opuesta con respecto a la dirección del campo magnético debido a que tienen la misma magnitud de relación carga-masa pero con carga opuesta y, por lo tanto, relaciones carga-masa con signos opuestos.

El antiprotón y el antineutrón fueron descubiertos por Emilio Segrè y Owen Chamberlain en 1955 en la Universidad de California, Berkeley . ^[1] Desde entonces, las antipartículas de muchas otras partículas subatómicas se han creado en experimentos con aceleradores de partículas. En los últimos años, se han ensamblado átomos completos de antimateria a partir de antiprotones y positrones, recogidos en trampas electromagnéticas. ^[2]

Teoría del agujero de Dirac

... el desarrollo de la teoría cuántica de campos hizo innecesaria la interpretación de las antipartículas como agujeros, aunque persiste en muchos libros de texto.

Steven Weinberg ^[3]

Las soluciones de la ecuación de Dirac contienen estados cuánticos de energía negativa. Como resultado, un electrón siempre podría irradiar energía y caer en un estado de energía negativa. Peor aún, podía seguir irradiando cantidades infinitas de energía porque había infinitos estados de energía negativos disponibles. Para evitar que ocurriera esta situación no física, Dirac propuso que un "mar" de electrones de energía negativa llene el universo, ocupando ya todos los estados de menor energía para que, debido al principio de exclusión de Pauli , ningún otro electrón pudiera caer en ellos. . A veces, sin embargo, una de estas partículas de energía negativa podría salir de este mar de Dirac y convertirse en una partícula de energía positiva. Pero, cuando lo saquen, dejará un agujero en el mar que actuará exactamente como un electrón de energía positiva con carga invertida. Estos agujeros fueron interpretados como "electrones de energía negativa" por Paul Dirac y erróneamente identificados con protones en su artículo de 1930 Teoría de electrones y protones ^[4]. Sin embargo, estos "electrones de energía negativa" resultaron ser positrones y no protones. .

Esta imagen implicaba una carga negativa infinita para el universo, un problema del que Dirac era consciente. Dirac intentó argumentar que percibiríamos esto como el estado normal de carga cero. Otra dificultad fue la diferencia de masas del electrón y del protón. Dirac intentó argumentar que esto se debía a las interacciones electromagnéticas con el mar, hasta que Hermann Weyl demostró que la teoría de los agujeros era completamente simétrica entre cargas negativas y positivas. Dirac también predijo una reacción
mi⁻
 + 
pag⁺
 → 
γ
 + 
γ
, donde un electrón y un protón se aniquilan para dar dos fotones. Robert Oppenheimer e Igor Tamm , sin embargo, demostraron que esto provocaría que la materia ordinaria desapareciera demasiado rápido. Un año después, en 1931, Dirac modificó su teoría y postuló el positrón , una nueva partícula de la misma masa que el electrón. El descubrimiento de esta partícula al año siguiente eliminó las dos últimas objeciones a su teoría.

Dentro de la teoría de Dirac, persiste el problema de la carga infinita del universo. Algunos bosones también tienen antipartículas, pero como los bosones no obedecen el principio de exclusión de Pauli (solo lo hacen los fermiones ), la teoría de los huecos no funciona para ellos. Actualmente está disponible una interpretación unificada de las antipartículas en la teoría cuántica de campos , que resuelve ambos problemas describiendo la antimateria como estados de energía negativos del mismo campo de materia subyacente, es decir, partículas que se mueven hacia atrás en el tiempo. ^[5]

Aniquilación partícula-antipartícula

Un ejemplo de un par de piones virtuales que influye en la propagación de un kaon , provocando que un kaon neutro se mezcle con el antikaon. Este es un ejemplo de renormalización en la teoría cuántica de campos : la teoría de campos es necesaria debido al cambio en el número de partículas.

Si una partícula y una antipartícula se encuentran en los estados cuánticos apropiados, entonces pueden aniquilarse entre sí y producir otras partículas. Reacciones como
mi⁻
 + 
mi⁺
 → 
γ

γ
(la aniquilación de dos fotones de un par electrón-positrón) son un ejemplo. La aniquilación monofotónica de un par electrón-positrón,
mi⁻
 + 
mi⁺
 → 
γ
, no puede ocurrir en el espacio libre porque es imposible conservar la energía y el impulso juntos en este proceso. Sin embargo, en el campo de Coulomb de un núcleo la invariancia traslacional se rompe y puede ocurrir la aniquilación de un solo fotón. ^[6] La reacción inversa (en el espacio libre, sin núcleo atómico) también es imposible por esta razón. En la teoría cuántica de campos, este proceso sólo se permite como un estado cuántico intermedio durante tiempos lo suficientemente cortos como para que el principio de incertidumbre pueda acomodar la violación de la conservación de la energía . Esto abre el camino para la producción o aniquilación de pares virtuales en la que un estado cuántico de una partícula puede fluctuar hacia un estado de dos partículas y viceversa. Estos procesos son importantes en el estado de vacío y la renormalización de una teoría cuántica de campos. También abre el camino para la mezcla de partículas neutras a través de procesos como el que se muestra aquí, que es un ejemplo complicado de renormalización masiva .

Propiedades

Los estados cuánticos de una partícula y una antipartícula se intercambian mediante la aplicación combinada de conjugación de carga , paridad e inversión del tiempo . y son operadores lineales y unitarios, es antilineal y antiunitario, . Si denota el estado cuántico de una partícula con momento y espín cuyo componente en la dirección z es , entonces se tiene ${\displaystyle C}$ ${\displaystyle P}$ ${\displaystyle T}$ ${\displaystyle C}$ ${\displaystyle P}$ ${\displaystyle T}$ ${\displaystyle \langle \Psi |T\,\Phi \rangle =\langle \Phi |T^{-1}\,\Psi \rangle }$ ${\displaystyle |p,\sigma ,n\rangle }$ ${\displaystyle n}$ ${\displaystyle p}$ ${\displaystyle J}$ ${\displaystyle \sigma }$

${\displaystyle CPT\ |p,\sigma ,n\rangle \ =\ (-1)^{J-\sigma }\ |p,-\sigma ,n^{c}\rangle ,}$

donde denota el estado de carga conjugada, es decir, la antipartícula. En particular, una partícula masiva y su antipartícula se transforman bajo la misma representación irreducible del grupo de Poincaré, lo que significa que la antipartícula tiene la misma masa y el mismo espín. ${\displaystyle n^{c}}$

Si , y se pueden definir por separado en las partículas y antipartículas, entonces ${\displaystyle C}$ ${\displaystyle P}$ ${\displaystyle T}$

${\displaystyle T\ |p,\sigma ,n\rangle \ \propto \ |-p,-\sigma ,n\rangle ,}$

${\displaystyle CP\ |p,\sigma ,n\rangle \ \propto \ |-p,\sigma ,n^{c}\rangle ,}$

${\displaystyle C\ |p,\sigma ,n\rangle \ \propto \ |p,\sigma ,n^{c}\rangle ,}$

donde el signo de proporcionalidad indica que podría haber una fase en el lado derecho.

Como anticonmutaciones con las cargas, , partícula y antipartícula tienen cargas eléctricas opuestas q y -q. ${\displaystyle CPT}$ ${\displaystyle CPT\,Q=-Q\,CPT}$

Teoría cuántica de campos

Esta sección se basa en las ideas, el lenguaje y la notación de la cuantificación canónica de una teoría cuántica de campos .

Se puede intentar cuantificar un campo de electrones sin mezclar los operadores de aniquilación y creación escribiendo

${\displaystyle \psi (x)=\sum _{k}u_{k}(x)a_{k}e^{-iE(k)t},\,}$

donde usamos el símbolo k para denotar los números cuánticos p y σ de la sección anterior y el signo de la energía, E(k) , y a _k denota los operadores de aniquilación correspondientes. Por supuesto, dado que estamos tratando con fermiones , tenemos que hacer que los operadores satisfagan relaciones canónicas anti-conmutación. Sin embargo, si uno escribe ahora el hamiltoniano

${\displaystyle H=\sum _{k}E(k)a_{k}^{\dagger }a_{k},\,}$

entonces se ve inmediatamente que el valor esperado de H no tiene por qué ser positivo. Esto se debe a que E(k) puede tener cualquier signo y la combinación de operadores de creación y aniquilación tiene un valor esperado de 1 o 0.

Así que hay que introducir el campo de antipartícula conjugado de carga , con sus propios operadores de creación y aniquilación que satisfagan las relaciones

${\displaystyle b_{k\prime }=a_{k}^{\dagger }\ \mathrm {and} \ b_{k\prime }^{\dagger }=a_{k},\,}$

donde k tiene el mismo p , y opuesto a σ y signo de la energía. Entonces se puede reescribir el campo en el formulario

${\displaystyle \psi (x)=\sum _{k_{+}}u_{k}(x)a_{k}e^{-iE(k)t}+\sum _{k_{-}}u_{k}(x)b_{k}^{\dagger }e^{-iE(k)t},\,}$

donde la primera suma es sobre los estados de energía positivos y la segunda sobre los de energía negativa. La energía se convierte

${\displaystyle H=\sum _{k_{+}}E_{k}a_{k}^{\dagger }a_{k}+\sum _{k_{-}}|E(k)|b_{k}^{\dagger }b_{k}+E_{0},\,}$

donde E ₀ es una constante negativa infinita. El estado de vacío se define como el estado sin partículas ni antipartículas, es decir , y . Entonces la energía del vacío es exactamente E ₀ . Dado que todas las energías se miden en relación con el vacío, H es definida positiva. El análisis de las propiedades de a _k y b _k muestra que uno es el operador de aniquilación para partículas y el otro para antipartículas. Este es el caso de un fermión . ${\displaystyle a_{k}|0\rangle =0}$ ${\displaystyle b_{k}|0\rangle =0}$

Este planteamiento se debe a Vladimir Fock , Wendell Furry y Robert Oppenheimer . Si se cuantifica un campo escalar real , se encuentra que sólo existe un tipo de operador de aniquilación; por lo tanto, los campos escalares reales describen bosones neutros. Dado que los campos escalares complejos admiten dos tipos diferentes de operadores de aniquilación, que están relacionados por conjugación, dichos campos describen bosones cargados.

Interpretación de Feynman-Stückelberg

Al considerar la propagación de los modos de energía negativa del campo de electrones hacia atrás en el tiempo, Ernst Stückelberg alcanzó una comprensión gráfica del hecho de que la partícula y la antipartícula tienen igual masa m y espín J pero cargas opuestas q . Esto le permitió reescribir la teoría de la perturbación precisamente en forma de diagramas. Más tarde, Richard Feynman dio una derivación sistemática independiente de estos diagramas a partir de un formalismo de partículas, y ahora se les llama diagramas de Feynman . Cada línea de un diagrama representa una partícula que se propaga hacia adelante o hacia atrás en el tiempo. En los diagramas de Feynman, las antipartículas se muestran viajando hacia atrás en el tiempo en relación con la materia normal, y viceversa. ^[7] Esta técnica es el método más extendido para calcular amplitudes en la teoría cuántica de campos en la actualidad.

Dado que esta imagen fue desarrollada por primera vez por Stückelberg ^[8] y adquirió su forma moderna en el trabajo de Feynman, ^[9] se la llama interpretación Feynman-Stückelberg de las antipartículas en honor a ambos científicos.

Ver también

• Lista de partículas
• Antimateria
• Interacción gravitacional de antimateria.
• Paridad , conjugación de carga y simetría de inversión temporal
• violaciones de CP
• Teoría cuántica de campos
• Bariogénesis , asimetría bariónica y leptogénesis
• Universo de un electrón
• Pablo Dirac

Notas

1. "El Premio Nobel de Física 1959".
2. "Átomos de antimateria atrapados por primera vez: 'Un gran problema'". 19 de noviembre de 2010. Archivado desde el original el 20 de noviembre de 2010.
3. Weinberg, Steve (1995). La teoría cuántica de campos, Volumen 1: Fundamentos . pag. 14.ISBN​ 0-521-55001-7.
4. Dirac, Paul (1930). "Una teoría de electrones y protones". Actas de la Royal Society A. 126 (801): 360–365. Código bibliográfico : 1930RSPSA.126..360D. doi : 10.1098/rspa.1930.0013 .
5. Lancaster, Tom; Blundell, Stephen J.; Blundell, Stephen (2014). Teoría cuántica de campos para aficionados superdotados. OUP Oxford. pag. 61.ISBN​ 978-0199699339.
6. Sodickson, L.; W. Bowman; J. Stephenson (1961). "Aniquilación cuántica única de positrones". Revisión física . 124 (6): 1851–1861. Código bibliográfico : 1961PhRv..124.1851S. doi : 10.1103/PhysRev.124.1851.
7. Griffiths, DJ (2008). Introducción a las partículas elementales (2ª ed.). John Wiley e hijos . pag. 61.ISBN​ 978-3-527-40601-2.
8. Stückelberg, Ernst (1941), "La signification du temps propre en mécanique ondulatoire". Helv. Física. Acta 14 , págs. 322–323.
9. Feynman, Richard P. (1948). "Enfoque espacio-temporal de la mecánica cuántica no relativista" (PDF) . Reseñas de Física Moderna . 20 (2): 367–387. Código bibliográfico : 1948RvMP...20..367F. doi : 10.1103/RevModPhys.20.367. Archivado (PDF) desde el original el 9 de octubre de 2022.

Referencias

• Feynman, RP (1987). "El motivo de las antipartículas". En RP Feynman; S. Weinberg (eds.). Las conferencias conmemorativas de Dirac de 1986 . Prensa de la Universidad de Cambridge . ISBN 0-521-34000-4.
• Weinberg, S. (1995). La teoría cuántica de campos, volumen 1: fundamentos . Prensa de la Universidad de Cambridge . ISBN 0-521-55001-7.

enlaces externos

• Phản hạt en el Diccionario enciclopédico de Vietnam
• Antimateria en el CERN