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Hadronización

La hadronización (o hadronización ) es el proceso de formación de hadrones a partir de quarks y gluones . Hay dos ramas principales de la hadronización: la transformación del plasma de quarks-gluones (QGP) [1] y la desintegración de cuerdas de colores en hadrones. [2] La transformación del plasma de quarks-gluones en hadrones se estudia en simulaciones numéricas QCD de red , que se exploran en experimentos relativistas con iones pesados . [3] La hadronización del plasma de quarks-gluones se produjo poco después del Big Bang cuando el plasma de quarks-gluones se enfrió hasta la temperatura de Hagedorn (aproximadamente 150  MeV ) cuando los quarks y gluones libres no pueden existir. [4] Al romperse las cuerdas, se forman nuevos hadrones a partir de quarks, antiquarks y, a veces, gluones, creados espontáneamente a partir del vacío . [5]

Hadronización estadística

Una descripción muy exitosa de la hadronización QGP se basa en la ponderación estadística del espacio de fases [6] según el modelo de producción de partículas de Fermi-Pomeranchuk. [7] Este enfoque se desarrolló, desde 1950, inicialmente como una descripción cualitativa de la producción de partículas que interactúan fuertemente. Originalmente no pretendía ser una descripción precisa, sino una estimación del espacio de fase del límite superior del rendimiento de partículas. En los años siguientes se descubrieron numerosas resonancias hadrónicas. Rolf Hagedorn postuló el modelo estadístico bootstrap (SBM) que permite describir las interacciones hadrónicas en términos de pesos de resonancia estadísticos y el espectro de masas de resonancia. Esto convirtió el modelo cualitativo de Fermi-Pomeranchuk en un modelo estadístico preciso de hadronización para la producción de partículas. [8] Sin embargo, esta propiedad de las interacciones hadrónicas plantea un desafío para el modelo estadístico de hadronización, ya que el rendimiento de las partículas es sensible a los estados de resonancia de hadrones de alta masa no identificados. El modelo estadístico de hadronización se aplicó por primera vez a colisiones relativistas de iones pesados ​​en 1991, lo que condujo al reconocimiento de la primera firma antibariónica extraña del plasma de quarks y gluones descubierta en el CERN . [9] [10]

Estudios fenomenológicos del modelo de cuerdas y fragmentación.

La QCD (cromodinámica cuántica) del proceso de hadronización aún no se comprende completamente, pero está modelada y parametrizada en una serie de estudios fenomenológicos, incluido el modelo de cuerdas de Lund y en varios esquemas de aproximación de QCD de largo alcance . [5] [11] [12]

El cono apretado de partículas creado por la hadronización de un solo quark se llama chorro . En los detectores de partículas se observan chorros en lugar de quarks, cuya existencia debe inferirse. Los modelos y esquemas de aproximación y su hadronización o fragmentación del chorro prevista se han comparado ampliamente con mediciones en una serie de experimentos de física de partículas de alta energía, por ejemplo, TASSO , [13] OPAL [14] y H1 . [15]

La hadronización se puede explorar mediante la simulación de Monte Carlo . Una vez terminada la lluvia de partículas , quedan partes con virtualidades (a qué distancia de la cáscara están las partículas virtuales ) en el orden de la escala de corte. A partir de este momento, la parte se encuentra en el régimen de larga distancia y baja transferencia de impulso, en el que los efectos no perturbativos se vuelven importantes. El más dominante de estos efectos es la hadronización, que convierte los partones en hadrones observables. No se conoce una teoría exacta para la hadronización, pero existen dos modelos exitosos para la parametrización.

Estos modelos se utilizan dentro de generadores de eventos que simulan eventos de física de partículas. La escala a la que se dan partones a la hadronización está fijada por el componente de ducha Monte Carlo del generador de eventos. Los modelos de hadronización suelen comenzar en una escala propia predefinida. Esto puede causar problemas importantes si no se instala correctamente en Shower Monte Carlo. Las opciones habituales de ducha Monte Carlo son PYTHIA y HERWIG. Cada uno de estos corresponde a uno de los dos modelos de parametrización.

El quark top no hadroniza

El quark top , sin embargo, se desintegra a través de la fuerza débil con una vida media de 5×10 −25 segundos. A diferencia de todas las demás interacciones débiles, que normalmente son mucho más lentas que las interacciones fuertes, la desintegración débil del quark top es excepcionalmente más corta que la escala de tiempo en la que actúa la fuerza fuerte de QCD, por lo que un quark top decae antes de que pueda hadronizarse. [16] Por lo tanto, el quark top es casi una partícula libre. [17] [18] [19]

Referencias

  1. ^ Rafelski, Johann (2015). "Fusión de hadrones, quarks hirviendo". La revista física europea A. 51 (9): 114. arXiv : 1508.03260 . Código Bib : 2015EPJA...51..114R. doi : 10.1140/epja/i2015-15114-0 . ISSN  1434-6001.
  2. ^ Andersson, Bo, 1937- (1998). El modelo Lund. Cambridge, Reino Unido: Cambridge University Press. ISBN 0-521-42094-6. OCLC  37755081.{{cite book}}: Mantenimiento CS1: varios nombres: lista de autores ( enlace ) Mantenimiento CS1: nombres numéricos: lista de autores ( enlace )
  3. ^ Müller, Berndt (2016), Rafelski, Johann (ed.), "Una nueva fase de la materia: plasma de quarks-gluones más allá de la temperatura crítica de Hagedorn", Fusión de hadrones, quarks en ebullición: de la temperatura de Hagedorn a los iones pesados ​​ultrarelativistas Colisiones en el CERN , Cham: Springer International Publishing, págs. 107–116, arXiv : 1501.06077 , Bibcode : 2016mhbq.book..107M, doi : 10.1007/978-3-319-17545-4_14 , ISBN 978-3-319-17544-7
  4. ^ Letessier, Jean; Rafelski, Johann (2002). Hadrones y plasma de quarks-gluones (1 ed.). Prensa de la Universidad de Cambridge. doi :10.1017/cbo9780511534997. ISBN 978-0-521-38536-7.
  5. ^ ab Yu; Dokshitzer, L.; Khoze, Virginia; Mueller, AH; Troyan, SI (1991). Conceptos básicos de QCD perturbativa . Ediciones Fronteras.
  6. ^ Rafelski, Johann; Letessier, Jean (2003). "Prueba de límites de hadronización estadística". Física Nuclear A. 715 : 98c-107c. arXiv : nucl-th/0209084 . Código Bib : 2003NuPhA.715...98R. doi :10.1016/S0375-9474(02)01418-5. S2CID  18970526.
  7. ^ Hagedorn, Rolf (1995), Letessier, Jean; Gutbrod, Hans H.; Rafelski, Johann (eds.), "El largo camino hacia el modelo estadístico Bootstrap", Hot Hadronic Matter , Serie NATO ASI, vol. 346, Boston, MA: Springer US, págs. 13–46, doi :10.1007/978-1-4615-1945-4_2, ISBN 978-1-4613-5798-8, recuperado el 25 de junio de 2020
  8. ^ Torrieri, G.; Steinke, S.; Broniowski, W.; Florkowski, W.; Letessier, J.; Rafelski, J. (2005). "COMPARTIR: Hadronización estadística con resonancias". Comunicaciones de Física Informática . 167 (3): 229–251. arXiv : nucl-th/0404083 . Código Bib : 2005CoPhC.167..229T. doi :10.1016/j.cpc.2005.01.004. S2CID  13525448.
  9. ^ Rafelski, Johann (1991). "Extraños antibariones del plasma de quarks-gluones". Letras de Física B. 262 (2–3): 333–340. Código bibliográfico : 1991PhLB..262..333R. doi :10.1016/0370-2693(91)91576-H.
  10. ^ Abazis, S.; Barnes, RP; Benaaiún, M.; Beusch, W.; Bloodworth, IJ; Bravar, A.; Caponero, M.; Carney, JN; Dufey, JP; Evans, D.; Fini, R. (1990). "Λ y producción en interacciones azufre-tungsteno a 200 GeV/c por nucleón". Letras de Física B. 244 (1): 130–134. doi :10.1016/0370-2693(90)90282-B.
  11. ^ Bassetto, A.; Ciafaloni, M.; Marchesini, G.; Mueller, AH (1982). "Multiplicidad de chorros y factorización de gluones blandos". Física Nuclear B. 207 (2): 189–204. Código bibliográfico : 1982NuPhB.207..189B. doi :10.1016/0550-3213(82)90161-4. ISSN  0550-3213.
  12. ^ Mueller, AH (1981). "Sobre la multiplicidad de hadrones en chorros QCD". Letras de Física B. 104 (2): 161–164. Código bibliográfico : 1981PhLB..104..161M. doi :10.1016/0370-2693(81)90581-5. ISSN  0370-2693.
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