Cuarconio

Mesón cuyos constituyentes son un quark y su propio antiquark del mismo sabor.

En física de partículas , el quarkonium (de quark y -onium , pl. quarkonia ) es un mesón sin sabor cuyos constituyentes son un quark pesado y su propio antiquark , lo que lo convierte tanto en una partícula neutra como en su propia antipartícula . El nombre "quarkonium" es análogo al positronio , el estado ligado del electrón y el antielectrón . Las partículas tienen una vida corta debido a la aniquilación materia-antimateria .

quarks ligeros

Los quarks ligeros ( up , down y strange ) son mucho menos masivos que los quarks más pesados, por lo que los estados físicos que se observan en los experimentos ( mesones η , η′ y π 0 ) son mezclas mecánico-cuánticas de los estados de los quarks ligeros. Las diferencias de masa mucho mayores entre los quarks charm y bottom y los quarks más ligeros dan como resultado estados que están bien definidos en términos de un par quark-antiquark de un sabor determinado.

quarks pesados

Quarkonia, estado ligado de los pares charmonium ( ) y bottomonium ( ), son sondas cruciales para estudiar el plasma desconfinado de quarks y gluones creado en colisiones de iones pesados ​​ultrarrelativistas . ^[1] Las familias y proporcionan evidencia directa de la estructura de quarks de los hadrones , respaldan la imagen de quarks y gluones de la cromodinámica cuántica perturbativa (QCO) y ayudan a determinar el parámetro de escala QCD . Debido a la alta masa del quark top , la observación directa de toponium ( ) es extremadamente desafiante ya que el quark top se desintegra a través de la interacción electrodébil antes de que pueda formarse un estado ligado. La temperatura de disociación de los estados de quarkonium depende de su energía de enlace, y los estados fuertemente ligados como y se funden a temperaturas más altas en comparación con los estados débilmente ligados como , para la familia charmonium, y , para bottomonia. Este proceso de disociación secuencial permite el uso de probabilidades de disociación de quarkonium para estimar la temperatura del medio, asumiendo que la disociación de quarkonium es el mecanismo principal involucrado. ^[2] ${\displaystyle c{\bar {c}}}$ ${\displaystyle b{\bar {b}}}$ ${\displaystyle \psi }$ ${\displaystyle \Upsilon }$ ${\displaystyle \Lambda }$ ${\displaystyle t{\bar {t}}}$ ${\displaystyle J/\psi }$ ${\displaystyle \Upsilon (1S)}$ ${\displaystyle \psi (2S)}$ ${\displaystyle \chi _{c}}$ ${\displaystyle \Upsilon (2S)}$ ${\displaystyle \Upsilon (3S)}$

Carmonio

Carmonio

En la siguiente tabla, una misma partícula puede nombrarse con la notación espectroscópica o con su masa. En algunos casos se utilizan series de excitación: ψ′ es la primera excitación de ψ (que, por razones históricas, se denomina
J/ψ
partícula); ψ″ es una segunda excitación, y así sucesivamente. Es decir, los nombres en la misma celda son sinónimos.

Algunos de los estados se han predicho, pero no se han identificado; otros no están confirmados. Los números cuánticos de la partícula X(3872) han sido medidos recientemente por el experimento LHCb del CERN. ^[3] Esta medición arrojó algo de luz sobre su identidad, excluyendo la tercera opción entre las tres previstas, que son:

• Un estado híbrido de charmonium
• a
  D⁰
  
  D^∗0
  molécula
• Un candidato para el estado 1 ¹ D ₂

En 2005, el experimento BaBar anunció el descubrimiento de un nuevo estado: Y(4260) . ^{[4] [5]} CLEO y Belle han corroborado estas observaciones. Al principio, se pensó que Y(4260) era un estado de charmonium, pero la evidencia sugiere explicaciones más exóticas, como una "molécula" D, una construcción de 4 quarks o un mesón híbrido .

Notas:

[ _* ] Necesita confirmación.

[†] No se favorece la interpretación como estado 1 ⁻⁻ charmonium.

[‡] Predicho, pero aún no identificado.

Bottomonio

Bottomonio

En la siguiente tabla, la misma partícula puede nombrarse con la notación espectroscópica o con su masa. Algunos de los estados se predicen, pero no se han identificado; otros no están confirmados.

Notas :

[ _* ] Resultados preliminares. Se requiere confirmación.

ElϒEl estado (1S) fue descubierto por el equipo del experimento E288, encabezado por Leon Lederman , en Fermilab en 1977, y fue la primera partícula que contenía un quark bottom en ser descubierta. El 21 de diciembre de 2011, elχb2El estado (3P) fue la primera partícula descubierta en el Gran Colisionador de Hadrones ; el artículo sobre el descubrimiento se publicó por primera vez en arXiv . ^{[9] [10]} En abril de 2012, el experimento DØ de Tevatron confirmó el resultado en un artículo publicado en Physical Review D. [ ^{11] [12]} Los estados J = 1 y J = 2 fueron resueltos por primera vez por el experimento CMS en 2018. ^[8]

Toponio

Toponio

El toponio es un estado ligado hipotético de un quark top ( ) y su antipartícula, el antiquark top ( ). ^[13] Si bien la teoría de calibre estándar predice la existencia del -quark, para completar la tercera familia quark-leptón, los intentos de observar el toponio no han tenido éxito. La rápida desintegración del quark top y la gran dispersión en la energía del haz presentan desafíos experimentales significativos. ^{[14] [15]} A pesar de esto, las búsquedas continúan a través de métodos indirectos, como la detección de productos de desintegración específicos o anomalías que indiquen pares de quarks top. El estudio de las desintegraciones del toponio ofrece un enfoque prometedor para buscar partículas de Higgs con masas de hasta alrededor de 70 GeV, mientras que búsquedas similares en desintegraciones de bottomonio podrían extender este rango a 160 GeV. Además, el estudio de los anchos de desintegración de gluones en quarkonia ligera puede ayudar a determinar el parámetro de escala de cromodinámica cuántica (QCD). ^[16] ${\displaystyle t}$ ${\displaystyle {\bar {t}}}$ ${\displaystyle t}$ ${\displaystyle (t{\bar {t}})}$

QCD y quarkonium

El cálculo de las propiedades de los mesones en cromodinámica cuántica (QCD) es totalmente no perturbativo . Como resultado, el único método general disponible es un cálculo directo utilizando técnicas de QCD en red (LQCD). ^{[ cita requerida ]} Sin embargo, para el quarkonium pesado, otras técnicas también son efectivas.

Los quarks ligeros de un mesón se mueven a velocidades relativistas , ya que la masa del estado ligado es mucho mayor que la masa del quark. Sin embargo, la velocidad de los quarks charm y bottom en sus respectivas quarkonias es lo suficientemente pequeña como para que los efectos relativistas en estos estados se reduzcan mucho. Se estima que la velocidad, , es aproximadamente 0,3 veces la velocidad de la luz para los charmonias y aproximadamente 0,1 veces la velocidad de la luz para los bottomonias. El cálculo puede entonces aproximarse mediante una expansión en potencias de y . Esta técnica se llama QCD no relativista (NRQCD). ${\displaystyle \mathbf {v} }$ ${\displaystyle \mathbf {v} /c}$ ${\displaystyle v^{2}/c^{2}}$

La NRQCD también se ha cuantificado como una teoría de calibración de red , lo que proporciona otra técnica para los cálculos de LQCD. Se ha encontrado una buena concordancia con las masas de bottomonium, y esto proporciona una de las mejores pruebas no perturbativas de LQCD. Para las masas de charmonium la concordancia no es tan buena, pero la comunidad de LQCD está trabajando activamente en la mejora de sus técnicas. También se está trabajando en cálculos de propiedades tales como anchos de estados de quarkonia y tasas de transición entre los estados.

Una técnica temprana, pero aún efectiva, utiliza modelos del potencial efectivo para calcular las masas de los estados de quarkonium. En esta técnica, se utiliza el hecho de que el movimiento de los quarks que componen el estado de quarkonium no es relativista para suponer que se mueven en un potencial estático, de forma muy similar a los modelos no relativistas del átomo de hidrógeno. Uno de los modelos de potencial más populares es el llamado potencial de Cornell (o de embudo ) : ^[17]

${\displaystyle V(r)=-{\frac {a}{r}}+b\,r,}$

donde es el radio efectivo del estado de quarkonium, y son parámetros. ${\displaystyle r}$ ${\displaystyle a}$ ${\displaystyle b}$

Este potencial tiene dos partes. La primera parte, , corresponde al potencial inducido por el intercambio de un gluón entre el quark y su antiquark, y se conoce como la parte coulombiana del potencial, ya que su forma es idéntica al conocido potencial coulombiano inducido por la fuerza electromagnética. ${\displaystyle a/r}$ ${\displaystyle 1/r}$

La segunda parte, , se conoce como la parte de confinamiento del potencial y parametriza los efectos no perturbativos poco comprendidos de la QCD. Generalmente, cuando se utiliza este enfoque, se toma una forma conveniente para la función de onda de los quarks y luego se determinan y ajustando los resultados de los cálculos a las masas de estados de quarkonium bien medidos. Los efectos relativistas y de otro tipo se pueden incorporar a este enfoque agregando términos adicionales al potencial, de manera similar a lo que se hace para el átomo de hidrógeno modelo en la mecánica cuántica no relativista. ${\displaystyle b\,r}$ ${\displaystyle a}$ ${\displaystyle b}$

Esta forma fue derivada de QCD hasta por Sumino (2003). ^[18] Es popular porque permite predicciones precisas de los parámetros de quarkonium sin un cálculo de red largo, y proporciona una separación entre los efectos coulombianos de corta distancia y los efectos de confinamiento de larga distancia que pueden ser útiles para comprender la fuerza quark / antiquark generada por QCD. ${\displaystyle {\mathcal {O}}(\Lambda _{\text{QCD}}^{3}\,r^{2})}$

Se ha sugerido que los quarkonia son una herramienta de diagnóstico de la formación del plasma de quarks y gluones : puede ocurrir tanto la desaparición como la mejora de su formación dependiendo de la producción de quarks pesados ​​en el plasma.

Véase también

• Regla OZI

Referencias

1. Matsui, T.; Satz, H. (1 de junio de 1986). Supresión de J/Ψ mediante la formación de plasma de quarks y gluones (informe). Oficina de Información Científica y Técnica (OSTI).
2. Digal, S.; Petreczky, P.; Satz, H. (8 de octubre de 2001). "Realimentación de quarkonium y supresión secuencial". Physical Review D. 64 ( 9). arXiv : hep-ph/0106017 . doi :10.1103/physrevd.64.094015. ISSN  0556-2821.
3. Aaij, R.; et al. (colaboración LHCb) (2013). "Determinación de los números cuánticos del mesón X(3872)". Physical Review Letters . 110 (22): 222001. arXiv : 1302.6269 . Código Bibliográfico :2013PhRvL.110v2001A. doi :10.1103/PhysRevLett.110.222001. PMID  23767712. S2CID  11478351.
4. "Una nueva partícula descubierta por el experimento BaBar". Instituto Nacional de Física Nuclear . 6 de julio de 2005 . Consultado el 6 de marzo de 2010 .
5. Aubert, B.; et al. ( BaBar Collaboration ) (2005). "Observación de una estructura amplia en el espectro de masas π ⁺ π ^{− J/ψ alrededor de}4,26 GeV/ c ² ". Physical Review Letters . 95 (14): 142001. arXiv : hep-ex/0506081 . Código Bibliográfico :2005PhRvL..95n2001A. doi :10.1103/PhysRevLett.95.142001. PMID  16241645. S2CID  32538123.
6. "mesones cc (incluyendo posiblemente estados no qq".
7. "mesones bb (incluyendo posiblemente estados no qq".
8. Sirunyan, AM; et al. ( CMS Collaboration ) (2018). "Observación de χb1(3P) y χb2(3P) y medición de sus masas". Physical Review Letters . 121 (9): 092002. arXiv : 1805.11192 . Bibcode :2018PhRvL.121i2002S. doi : 10.1103/PhysRevLett.121.092002 . PMID  30230889.
9. Aad, G.; et al. ( ATLAS Collaboration ) (2012). "Observación de un nuevo estado χb en transiciones radiativas a ϒ(1S) y ϒ(2S) en ATLAS". Physical Review Letters . 108 (15): 152001. arXiv : 1112.5154 . Bibcode :2012PhRvL.108o2001A. doi : 10.1103/PhysRevLett.108.152001 . PMID  22587245.
10. Jonathan Amos (22 de diciembre de 2011). "El LHC anuncia el descubrimiento de su primera partícula nueva". BBC .
11. "El experimento de Tevatron confirma el descubrimiento de la partícula Chi-b (P3) por parte del LHC". Symmetry . 9 de abril de 2012.
12. "Observación de un estado de masa estrecho que se desintegra en ϒ(1S) + γ en colisiones pp a 1,96 TeV" (PDF) . www-d0.fnal.gov .
13. Martin, André (1988), "Física del toponio", Quarks, leptones y sus constituyentes , Boston, MA: Springer US, págs. 447–477, ISBN 978-1-4612-8230-3, consultado el 8 de junio de 2024
14. W. Buchmuller (CERN), Andre Martin (CERN), Johann H. Kuhn (Múnich, Max Planck Inst.), F. Richard (Orsay, LAL), P. Roudeau (Orsay, LAL) (1985). «FÍSICA DEL TOPONIO EN LA LEP» (PDF) .{{cite web}}: CS1 maint: varios nombres: lista de autores ( enlace )
15. Fuks, Benjamin; Hagiwara, Kaoru; Ma, Kai; Zheng, Ya-Juan (20 de agosto de 2021). "Firmas de formación de toponio en datos de la segunda ejecución del LHC". Physical Review D . 104 (3): 034023. arXiv : 2102.11281 . doi :10.1103/PhysRevD.104.034023. ISSN  2470-0010.
16. Kühn, JH; Zerwas, PM (septiembre de 1988). "El escenario del toponio". Physics Reports . 167 (6): 321–403. doi :10.1016/0370-1573(88)90075-0. ISSN  0370-1573.
17. Chung, Hee Sok; Lee, Jungil; Kang, Daekyoung (2008). "Parámetros de potencial de Cornell para quarkonia pesada de onda S". Revista de la Sociedad Coreana de Física . 52 (4): 1151–1154. arXiv : 0803.3116 . Código Bibliográfico :2008JKPS...52.1151C. doi :10.3938/jkps.52.1151. S2CID  118586941.
18. Sumino, Y. (2003). "Potencial QCD como un potencial "Coulomb-plus-lineal"". Physics Letters B . 571 (3–4): 173–183. arXiv : hep-ph/0303120 . Código Bibliográfico :2003PhLB..571..173S. doi :10.1016/j.physletb.2003.05.010. S2CID  9000097.