En física de partículas , sabor o sabor hace referencia a la especie de una partícula elemental . El modelo estándar cuenta con seis tipos de quarks y seis tipos de leptones . Están convencionalmente parametrizados con números cuánticos de sabor que se asignan a todas las partículas subatómicas . También pueden describirse mediante algunas de las simetrías familiares propuestas para las generaciones quark-leptones.
En la mecánica clásica, una fuerza que actúa sobre una partícula puntual sólo puede alterar el estado dinámico de la partícula , es decir, su momento , momento angular, etc. Sin embargo, la teoría cuántica de campos permite interacciones que pueden alterar otras facetas de la naturaleza de una partícula. descrito por números cuánticos discretos y no dinámicos. En particular, la acción de la fuerza débil es tal que permite la conversión de números cuánticos que describen la masa y la carga eléctrica de quarks y leptones de un tipo discreto a otro. Esto se conoce como cambio de sabor o transmutación de sabor. Debido a su descripción cuántica, los estados de sabor también pueden sufrir una superposición cuántica .
En física atómica, el número cuántico principal de un electrón especifica la capa electrónica en la que reside, lo que determina el nivel de energía de todo el átomo. De manera análoga, los números cuánticos de cinco sabores ( isospin , extrañeza , encanto , fondo o cima ) pueden caracterizar el estado cuántico de los quarks, por el grado en que exhibe seis sabores distintos (u, d, s, c, b, t).
Las partículas compuestas se pueden crear a partir de múltiples quarks, formando hadrones , como mesones y bariones , cada uno de los cuales posee características agregadas únicas, como diferentes masas, cargas eléctricas y modos de desintegración. Los números cuánticos de sabor general de un hadrón dependen del número de quarks constituyentes de cada sabor particular.
Todas las diversas cargas discutidas anteriormente se conservan por el hecho de que los operadores de carga correspondientes pueden entenderse como generadores de simetrías que conmutan con el hamiltoniano. Por tanto, se conservan los valores propios de los distintos operadores de carga.
Los números cuánticos absolutamente conservados en el modelo estándar son:
En algunas teorías, como la gran teoría unificada , la conservación del número bariónico y leptónico individual puede violarse si se conserva la diferencia entre ellos ( B − L ) (ver Anomalía quiral ).
Las interacciones fuertes conservan todos los sabores, pero todos los números cuánticos de los sabores son violados (cambiados, no conservados) por las interacciones electrodébiles .
Si hay dos o más partículas que tienen interacciones idénticas, entonces pueden intercambiarse sin afectar la física. Todas las combinaciones lineales (complejas) de estas dos partículas dan la misma física, siempre que las combinaciones sean ortogonales o perpendiculares entre sí.
En otras palabras, la teoría posee transformaciones de simetría como , donde u y d son los dos campos (que representan las diversas generaciones de leptones y quarks, ver más abajo), y M es cualquier matriz unitaria de 2 × 2 con un determinante unitario . Tales matrices forman un grupo de Lie llamado SU(2) (ver grupo unitario especial ). Este es un ejemplo de simetría de sabor.
En cromodinámica cuántica , el sabor es una simetría global conservada . En la teoría electrodébil , por el contrario, esta simetría se rompe y existen procesos de cambio de sabor, como la desintegración de los quarks o las oscilaciones de neutrinos .
Todos los leptones llevan un número leptónico L = 1 . Además, los leptones llevan un isospin débil , T 3 , que es:1/2para los tres leptones cargados (es decir, electrón , muón y tau ) y +1/2para los tres neutrinos asociados . Se dice que cada doblete de un leptón cargado y un neutrino formado por T 3 opuestos constituye una generación de leptones. Además, se define un número cuántico llamado hipercarga débil , Y W , que es −1 para todos los leptones zurdos . [1] El isospin débil y la hipercarga débil se miden en el modelo estándar .
A los leptones se les pueden asignar los seis números cuánticos de sabor: número de electrones, número de muón, número de tau y los números correspondientes para los neutrinos ( neutrino electrónico , neutrino muónico y neutrino tau ). Estos se conservan en interacciones fuertes y electromagnéticas, pero se violan en interacciones débiles. Por lo tanto, estos números cuánticos de sabor no son de gran utilidad. Es más útil un número cuántico separado para cada generación : número de leptón electrónico (+1 para electrones y neutrinos de electrones), número de leptón muónico (+1 para muones y neutrinos de muón) y número de leptón tauónico (+1 para leptones tau y neutrinos tau ). Sin embargo, ni siquiera estos números se conservan por completo, ya que los neutrinos de diferentes generaciones pueden mezclarse ; es decir, un neutrino de un sabor puede transformarse en otro sabor . La fuerza de tales mezclas está especificada por una matriz llamada matriz Pontecorvo-Maki-Nakagawa-Sakata (matriz PMNS).
Todos los quarks llevan un número bariónico B = + +1/3, y todos los antiquarks tienen B = − +1/3. También todos llevan isospin débil , T 3 = ± +1/2. Los quarks con carga positiva (up, charm y top) se denominan quarks de tipo up y tienen T 3 = + +1/2 ; los quarks cargados negativamente (quarks abajo, extraños y abajo) se llaman quarks de tipo abajo y tienen T 3 = −+1/2. Cada doblete de quarks de tipo arriba y abajo constituye una generación de quarks.
Para todos los números cuánticos de sabor de quark que se enumeran a continuación, la convención es que la carga de sabor y la carga eléctrica de un quark tienen el mismo signo . Así, cualquier sabor transportado por un mesón cargado tiene el mismo signo que su carga. Los quarks tienen los siguientes números cuánticos de sabor:
Estos cinco números cuánticos, junto con el número bariónico (que no es un número cuántico de sabor), especifican completamente los números de los 6 tipos de quarks por separado (como n q − n q̅ , es decir, un antiquark se cuenta con el signo menos). Se conservan tanto por las interacciones electromagnéticas como por las fuertes (pero no por la interacción débil). A partir de ellos se pueden construir los números cuánticos derivados:
Los términos "extraño" y "extrañeza" son anteriores al descubrimiento del quark, pero continuaron utilizándose después de su descubrimiento en aras de la continuidad (es decir, la extrañeza de cada tipo de hadrón siguió siendo la misma); La extrañeza de las antipartículas se denomina +1 y las partículas como −1 según la definición original. La extrañeza se introdujo para explicar la velocidad de desintegración de partículas recién descubiertas, como el kaón, y se utilizó en la clasificación de hadrones de la Óctuple Vía y en modelos posteriores de quarks . Estos números cuánticos se conservan en interacciones fuertes y electromagnéticas , pero no en interacciones débiles .
Para desintegraciones débiles de primer orden, es decir, procesos que involucran solo la desintegración de un quark, estos números cuánticos (por ejemplo, charm) solo pueden variar en 1, es decir, para una desintegración que involucra un quark o antiquark encantado, ya sea como partícula incidente o como desintegración. subproducto, Δ C = ±1 ; de la misma manera, para una desintegración que involucra un quark inferior o un antiquark Δ B′ = ±1 . Dado que los procesos de primer orden son más comunes que los de segundo orden (que implican dos desintegraciones de quarks), esto puede utilizarse como una " regla de selección " aproximada para desintegraciones débiles.
Una mezcla especial de sabores de quarks es un estado propio de la parte de interacción débil del hamiltoniano , por lo que interactuará de una manera particularmente simple con los bosones W (las interacciones débiles cargadas violan el sabor). Por otro lado, un fermión de masa fija (un estado propio de las partes cinética y de interacción fuerte del hamiltoniano) es un estado propio de sabor. La transformación de la base anterior a la base de estado propio de sabor/estado propio de masa para los quarks subyace a la matriz Cabibbo-Kobayashi-Maskawa (matriz CKM). Esta matriz es análoga a la matriz PMNS para neutrinos y cuantifica los cambios de sabor bajo interacciones débiles cargadas de quarks.
La matriz CKM permite la violación de CP si hay al menos tres generaciones.
Los números cuánticos de sabor son aditivos. Por tanto, las antipartículas tienen un sabor igual en magnitud al de la partícula pero de signo opuesto. Los hadrones heredan su número cuántico de sabor de sus quarks de valencia : ésta es la base de la clasificación en el modelo de quarks . Las relaciones entre la hipercarga, la carga eléctrica y otros números cuánticos de sabor son válidas tanto para los hadrones como para los quarks.
El problema del sabor (también conocido como el rompecabezas del sabor) es la incapacidad de la física de sabores actual del modelo estándar para explicar por qué los parámetros libres de las partículas en el modelo estándar tienen los valores que tienen y por qué hay valores específicos para los ángulos de mezcla en el PMNS. y matrices CKM . Estos parámetros libres (las masas de fermiones y sus ángulos de mezcla) parecen estar específicamente ajustados. Comprender el motivo de tal ajuste sería la solución al enigma del sabor. Hay preguntas muy fundamentales involucradas en este rompecabezas, como por qué hay tres generaciones de quarks (quarks arriba-abajo, quarks encantadores y arriba-abajo) y leptones (electrones, muones y neutrinos tau), así como cómo y por qué. La jerarquía de masa y mezcla surge entre los diferentes sabores de estos fermiones. [2] [3] [4]
La cromodinámica cuántica (QCD) contiene seis tipos de quarks . Sin embargo, sus masas difieren y, como resultado, no son estrictamente intercambiables entre sí. Los sabores arriba y abajo están cerca de tener masas iguales, y la teoría de estos dos quarks posee una simetría SU(2) aproximada ( simetría isospin ).
En algunas circunstancias (por ejemplo, cuando las masas de los quarks son mucho más pequeñas que la escala de ruptura de la simetría quiral de 250 MeV), las masas de los quarks no contribuyen sustancialmente al comportamiento del sistema y, en aproximación cero, las masas de los quarks más ligeros pueden ignorarse. para la mayoría de los propósitos, como si tuvieran masa cero. Luego se puede modelar con éxito el comportamiento simplificado de las transformaciones de sabor actuando independientemente en las partes izquierda y derecha de cada campo de quarks. Esta descripción aproximada de la simetría del sabor se describe mediante un grupo quiral SU L ( N f ) × SU R ( N f ) .
Si todos los quarks tuvieran masas distintas de cero pero iguales, entonces esta simetría quiral se rompe en la simetría vectorial del "grupo de sabor diagonal" SU ( N f ) , que aplica la misma transformación a ambas helicidades de los quarks. Esta reducción de la simetría es una forma de ruptura explícita de la simetría . La fuerza de la ruptura explícita de la simetría está controlada por las masas actuales de los quarks en QCD.
Incluso si los quarks no tienen masa, la simetría del sabor quiral puede romperse espontáneamente si el vacío de la teoría contiene un condensado quiral (como ocurre en la QCD de baja energía). Esto da lugar a una masa efectiva para los quarks, a menudo identificada con la masa del quark de valencia en QCD.
El análisis de los experimentos indica que las masas actuales de quarks de los sabores más ligeros son mucho más pequeñas que la escala QCD , Λ QCD , por lo que la simetría de sabor quiral es una buena aproximación a la QCD para los quarks arriba, abajo y extraños. El éxito de la teoría de la perturbación quiral y de los modelos quirales aún más ingenuos surge de este hecho. Las masas de quarks de valencia extraídas del modelo de quarks son mucho mayores que la masa de quarks actual. Esto indica que QCD tiene simetría quiral espontánea rompiéndose con la formación de un condensado quiral . Otras fases de QCD pueden romper las simetrías de sabor quirales de otras maneras.
El isospin, la extrañeza y la hipercarga son anteriores al modelo de quarks. El primero de esos números cuánticos, Isospin, fue introducido como concepto en 1932 por Werner Heisenberg , [5] para explicar las simetrías del entonces recién descubierto neutrón (símbolo n):
Los protones y neutrones se agruparon como nucleones y se trataron como estados diferentes de la misma partícula, porque ambos tienen casi la misma masa e interactúan casi de la misma manera, si se desprecia la interacción electromagnética (mucho más débil).
Heisenberg señaló que la formulación matemática de esta simetría era en ciertos aspectos similar a la formulación matemática del espín no relativista , de donde deriva el nombre "isospin". El neutrón y el protón se asignan al doblete (el espín 1 ⁄ 2 , 2 o representación fundamental ) de SU(2), y el protón y el neutrón se asocian luego con diferentes proyecciones de isospín I 3 = ++1 ⁄ 2 y-+1 ⁄ 2 respectivamente. Los piones se asignan al triplete (el espín-1, 3 o representación adjunta ) de SU(2). Aunque hay una diferencia con la teoría del espín: la acción grupal no conserva el sabor (de hecho, la acción grupal es específicamente un intercambio de sabor).
Al construir una teoría física de las fuerzas nucleares , se podría simplemente suponer que no depende del isospin, aunque el isospin total debería conservarse. El concepto de isospin resultó útil en la clasificación de hadrones descubiertos en las décadas de 1950 y 1960 (ver zoológico de partículas ), donde a las partículas con masa similar se les asigna un multiplete de isospin SU(2) .
El descubrimiento de partículas extrañas como el kaon condujo a un nuevo número cuántico que se conservaba gracias a la interacción fuerte: la extrañeza (o, equivalentemente, la hipercarga). En 1953 se identificó la fórmula Gell-Mann-Nishijima , que relaciona la extrañeza y la hipercarga con el isospin y la carga eléctrica. [6]
Una vez que se entendieron mejor los kaones y su propiedad de extrañeza , empezó a quedar claro que éstos también parecían ser parte de una simetría ampliada que contenía isospin como subgrupo. La simetría más grande fue denominada Óctuple Vía por Murray Gell-Mann , y rápidamente se reconoció que correspondía a la representación adjunta de SU(3) . Para comprender mejor el origen de esta simetría, Gell-Mann propuso la existencia de quarks arriba, abajo y extraños que pertenecerían a la representación fundamental de la simetría de sabor SU(3).
Para explicar la ausencia observada de corrientes neutras que cambian el sabor , se propuso en 1970 el mecanismo GIM , que introdujo el quark charm y predijo el mesón J/psi . [7] De hecho, el mesón J/psi se encontró en 1974, lo que confirmó la existencia de quarks charm. Este descubrimiento se conoce como la Revolución de Noviembre . El número cuántico de sabor asociado con el quark charm se conoció como charm .
Los quarks top y top se predijeron en 1973 para explicar la violación de CP , [8] lo que también implicaba dos nuevos números cuánticos de sabor: bottomness y topness .
