Varias noticias recientes sobre física de partículas que tienes que conocer

Posible observación de un hadrón exótico. BESIII, el colisionador electrón-positrón de Pekín, China, ha observado una resonancia hadrónica con una masa de (3899,0 ± 3,6 ± 4,9) MeV/c² y una anchura de (46 ± 10 ± 20) MeV, en 525 /pb de datos de colisiones que muestran desintegraciones de tipo e⁺ e⁻ → π^± Zc(3900)^∓ → π⁺ π⁻ J/ψ, con una energía en el centro de masas de 4,26 GeV. BESIII ha sido ajustado para producir la resonancia Y(4260), un hadrón exótico que fue “descubierto” por BaBar en 2005, pero cuya interpretación como hadrón exótico aún no está aceptada por toda la comunidad; recuerda que a los hadrones exóticos se les llama con las letras X/Y/Z. La gran ventaja de BESIII en estos estudios es que puede ajustar la energía en el centro de masas para la producción de una resonancia concreta. La nueva resonancia Zc(3900) aparece en la desintegración de Y(4260). Para los físicos ha sido toda una sorpresa que tenga carga eléctrica. ¿Qué puede ser la nueva resonancia? Podría ser un estado tipo charmonium híbrido, un tetraquark (ccud), una molécula de dos mesones, o incluso algo más exótico, pero por ahora no se puede descartar que se trate de un artefacto de la QCD. Por cierto, BaBar (2007) y Belle (2008) ya observaron una señal de un posible hadrón exótico con una masa similar al que llamaron G(3900). La señal observada por BESIII es muy fuerte, según los autores supera los 8 sigmas. Por supuesto, la interpretación como hadrón exótico dará bastante que hablar en los próximos meses. El artículo técnico es BESIII Collaboration, “Observation of a charged charmoniumlike structure in e+e- to pi+pi-J/psi at \sqrt{s}=4.26 GeV,” arXiv:1303.5949, 24 Mar 2013. Más información sobre la noticia en “Observation of a charged charmoniumlike structure at BESIII,” BESIII News, 26 Mar 2013.

OPERA ha observado su tercer neutrino tau. La colaboración OPERA (unos 140 físicos de 11 países), situada en el Laboratorio de Gran Sasso del INFN (Italia), famosa por un cable mal conectado, ha observado su tercer neutrino tau. El experimento CNGS (CERN to Gran Sasso) envía chorros de neutrinos muónicos hacia varios experimentos en Gran Sasso y OPERA está especializado en medir los neutrinos tau, es decir, la aparición de un neutrino tau por oscilación de un neutrino muónico durante el viaje de 730 km entre el CERN y Gran Sasso. Ya no toma más datos (CNGS ya no funciona), pero se están analizando los datos ya recabados desde 2009 (en colaboraciones como OPERA el análisis de datos es el cuello de botella y no se finalizará hasta mediados 2014). En 2010 y 2012 se obervaron los dos neutrinos tau anteriores y se espera observar otros dos más (unos cinco tras el análisis de todos los datos). El anuncio oficial de la noticia en “OPERA observed a third neutrino tau,” INFN News, 26 Mar 2013; también recomiendo leer a Kathryn Jepsen, “OPERA snags third tau neutrino,” Symmetry Breaking, Mar 26, 2013. También puedes leer “Rare find backs shape-shifting neutrino,” PhysOrg.com, Mar 27, 2013.

La cámara de energía oscura DECam (Dark Energy Camera) es una cámara CCD de 570 megapíxeles (la mayor cámara digital del mundo) que cubre un área de 3 grados cuadrados de cielo (la Luna llena ocupa medio grado cuadrado de cielo). Fue instalada en noviembre pasado en el telescopio Blanco de 4 metros en el Observatorio Inter-Americano de Cerro Tololo, Chile. Forma parte de DES (Dark Energy Survey), un proyecto que se iniciará de forma oficial en septiembre de 2013 cuyo objetivo es obtener en 525 noches de observación (distribuidas en cinco años) un mapa de la distribución de la energía oscura en el universo. DES estudiará unos 200 millones de galaxias y medirá la curva de luminosidad de unas 4000 supernovas de tipo Ia (de ahí que se diga que es un telescopio de energía oscura). DES también estudiará cúmulos galáctivos, las oscilaciones acústicas de bariones (BAO) y los efectos de lentes gravitatorias débiles. Mientras no funciona para el proyecto DES, la cámara DECam es usada para otro tipo de observaciones (búsqueda de asteroides, estudios de galaxias, etc.), como nos cuenta Andre Salles, “Astronomers give Dark Energy Camera rave reviews,” Symmetry, March 27, 2013.

Ya hay explicación del que fue el primer descubrimiento científico del LHC

El 21 de septiembre de 2010 la colaboración CMS hizo publico el primer descubrimiento científico del LHC en el CERN, la existencia de correlaciones inesperadas en la dirección azimutal Δϕ en los sucesos de alta multiplicidad observados en colisiones protón contra protón (p-p) a 7 TeV c.m. (el famoso “ridge” o “cresta” que se observa muy bien para alta pseudorapidez Δη; hoy sabemos que hay una doble “cresta”). El fenómeno fue observado también por ATLAS y ALICE, y en colisiones ión contra ión (Pb-Pb) y protón contra ión (p-Pb); de hecho, hoy se sabe que RHIC observó su existencia en colisiones d-Au y Au-Au en 2004 y 2006, pero en su momento pasó desapercibido. Durante 2012 se han barajado varias explicaciones, pero parece que la más convincente es la ofrecida por los físicos Kevin Dusling y Raju Venugopalan de la Universidad Estatal de Carolina del Norte (NCSU), EEUU. El origen de la “cresta” es una forma sutil de la interferencia cuántica, un estado condensado de color (color glass condensate) predicho en 2002. Más información técnica para físicos en la interesante charla de Kevin Dusling (North Carolina State University), “Long-range angular correlations by strong color fields in hadronic collisions,” Rencontres de Moriond QCD, Mar 15, 2013 [slides].

La explicación para colisiones p-p se presentó en Kevin Dusling, Raju Venugopalan, “Evidence for BFKL and saturation dynamics from di-hadron spectra at the LHC,” arXiv:1210.3890, 15 Oct 2012, para colisiones p-Pb en Kevin Dusling, Raju Venugopalan, “Explanation of systematics of CMS p+Pb high multiplicity di-hadron data at $\sqrt{s}_{\rm NN} = 5.02$ TeV,” arXiv:1211.3701, 15 Nov 2012, y finalmente la confirmación definitiva en Kevin Dusling, Raju Venugopalan, “Comparison of the Color Glass Condensate to di-hadron correlations in proton-proton and proton-nucleus collisions,” arXiv:1302.7018, 27 Feb 2013. La observación original en CMS Collaboration, “Observation of Long-Range Near-Side Angular Correlations in Proton-Proton Collisions at the LHC,” JHEP 1009: 091, 2010 [arXiv:1009.4122].

BaBar observa un exceso de 3,4 sigmas en ciertas desintegraciones de mesones B

En el modelo estándar el campo de Higgs es un doblete escalar, pero podrían ser dos dobletes escalares (modelo 2HDM por Two Higgs Doublet Model), en cuyo caso habría cinco bosones de Higgs, dos de ellos cargados. La búsqueda de bosones de Higgs cargados en Belle y BaBar gracias a la desintegración de mesones B muestra un exceso respecto a las predicciones del modelo estándar con un único Higgs neutro. El último resultado de BaBar, tras analizar 471 millones de eventos BBbar, muestra un exceso de 3,4 sigmas; en realidad, este exceso es combinación de dos excesos individuales uno a 2,0 sigmas en R(D) y otro a 2,7 sigmas en R(D*). Belle tras analizar 657 millones de eventos BBar mostró un exceso similar. Obviamente, puede tratarse de una fluctuación estadística, sin embargo, resulta sugerente que este exceso observado por Belle y BaBar está creciendo poco a poco. La causa aún no es conocida, pues el modelo 2HDM parece que no explica bien el exceso (salvo en una versión con ajuste fino del modelo 2HDM tipo III; el modelo 2HDM tipo II se excluye a más de tres sigmas). Me enteré gracias a Manuel Franco Sevilla (UC Santa Barbara / BaBar collab.), “Evidence for an excess of Bbar to Dast tau nu decays,” Wine & Cheese, Fermilab, 8 Mar 2013 [slides]; el artículo técnico es The BABAR Collaboration, “Measurement of an Excess of B -> D(*) Tau Nu Decays and Implications for Charged Higgs Bosons,” arXiv:1303.0571, 3 Mar 2013. También recomiendo consultar Dana Lindemann (BaBar Collaboration), “Recent BaBar results on BSM Higgs,” Higgs Quo Vadis, Aspen, Mar 11, 2013 [slides].

Tras dos años de análisis se descubre el secreto de la anomalía W+jj en los datos de CDF del Tevatrón (Fermilab)

Se han ofrecido muchas explicaciones para la anomalía W+jj observada en los datos del experimento CDF del Tevatrón en el Fermilab, cerca de Chicago. El otro experimento del Tevatrón, DZero no observó dicha anomalía; CMS y ATLAS del LHC en el CERN tampoco la observaron. Por tanto, la causa debe ser un “error sistemático” en los análisis de este tipo de colisiones. Ha costado dos años de intenso trabajo, basado en tres posibles hipótesis, hasta que se ha descubierto la razón. La técnica de Monte Carlo utilizada para el ajuste de los disparadores (triggers), utilizados en la identificación de los chorros, confunde cierto tipo de ruido de fondo con “supuestos” leptones (fake leptons), sobre todo electrones; reajustando la técnica de selección de eventos la anomalía W+jj desaparece y los datos corresponden a las predicciones del modelo estándar. Dos años de esfuerzos que han valido la pena. Había que encontrar el origen de este “error sistemático” pues podría afectar a otros análisis. ¿Afecta este cambio a otros análisis, como los del quark top o los del Higgs? El efecto es muy pequeño, despreciable en la práctica; así que no será necesario corregir los resultados publicados debido a la identificación errónea de los “supuestos” leptones. Nos cuenta la historia con detalles técnicos M. Trovato (on behalf of the CDF collaboration), “Update on dijet mass spectrum in W + 2jets events,” Wine & Cheese Seminar, Fermilab, Feb 23, 2013. El artículo técnico todavía no ha sido publicado en ArXiv, pero ha sido enviado a Physical Review D.

Ya han finalizado las colisiones protón-plomo en el LHC del CERN

Las colisiones protón-plomo en el LHC del CERN finalizaron ayer domingo, 10 de febrero, por la mañana, con el fill #3544. Como muestra esta figura se han acumulado 32 inb (inversos de nanobarn) de colisiones en ALICE, otras tantas en ATLAS y CMS, y unos 2 inb en LHCb. Ya no se pasará a modo colisiones (haces estables), pero se seguirán haciendo algunas pruebas técnicas.  El próximo miércoles se iniciará la primera parada larga LS1 (Long Shutdown 1) que durará casi dos años; si todo sale bien se reanudarán las colisiones en diciembre de 2014. Durante la parada LS1 se corregirán varios defectos en el diseño original del colisionador que han impedido alcanzar de forma segura la máxima energía (colisiones a 14 TeV c.m.); hay que recordar que tras el inicio de las colisiones en septiembre de 2008 el LHC sufrió un grave accidente debido a que saltó una conexión eléctrica que provocó un escape de refrigerante y una explosión que dañó un sector de la máquina; tras un año de reparación, se reanudaron las colisiones a finales de 2009 pero a mitad de energía (7 TeV c.m.), aunque en 2012 se logró incrementarla un poco (hasta 8 TeV c.m.). Durante LS1 también se realizará una fase de mantenimiento de la máquina que es independiente de la reparación a realizar y que estaba planificada desde su fase de diseño; se introducirán gran número de mejoras. Fuente de la figura de arriba y de la de abajo.

Habrá que esperar hasta Moriond (en marzo) para conocer los primeros resultados tras los análisis de las colisiones protón-plomo (p-Pb). Lo más interesante será la confirmación de la existencia de un estado de la materia llamado condensado cristalino de color (color-glass condensate), que parece la explicación más razonable a l el “ridge” observado en las colisiones Pb-Pb, p-Pb y p-p tanto por CMS como por ATLAS (en este blog puedes leer “ATLAS confirma la observación de CMS del “ridge” en las colisiones protón-plomo,” 21 dic. 2012; “Un fenómeno sin explicación observado en las colisiones de protón contra ión de plomo en CMS del LHC,” 24 oct. 2012).

Durante la parada LS1 se seguirán realizando análisis de colisiones para estudiar las propiedades del bosón de Higgs y la posible existencia de nueva física más allá del modelo estándar. Tras Moriond (marzo), donde ATLAS y CMS publicarán de forma separada los análisis del Higgs con todos los datos de 2012, se iniciará una fase de combinación de eventos de ambas colaboraciones, que podría permitir a finales del verano la publicación de análisis combinados con el doble de colisiones. Los próximos meses, aún sin nuevas colisiones, prometen ser apasionantes para la física de partículas en el LHC.

LHCb confirma la medida de CDF para la masa del barión Omega-b menos

CDF y DZero, los dos experimentos del Tevatrón (Fermilab), difieren entre sí en varios resultados. Destaca la medida de la masa del barión Omega-b menos (bss), formado por un quark bottom y dos extraños. CDF midió una masa de 6054,4 ± 6,8 ± 0,9 MeV/c² y DZero una de 6165 ± 10 ± 13 MeV/c². LHCb del LHC (CERN) ha observado 19 ± 5 eventos y ha medido 6046 ± 2,2 ± 0,6 MeV/c², que confirma el resultado de CDF, pero se diferencia del de DZero en 7 sigmas. ¿Por qué DZero midió una masa con tanto error? La señal que observó (18 ± 5 eventos) no parece que corresponda a una fluctuación estadística, por lo que debe haber algún error sistemático responsable de que la señal se desplazara unos 115 MeV/c² hacia arriba. La nueva medida se ha publicado en LHCb collaboration, “Measurement of the Λ_b^0, Ξ_b^- and Ω_b^- baryon masses,” arXiv:1302.1072, 5 Feb 2013; las anteriores son DZero Collaboration, “Observation of the doubly strange b baryon Omega_b-,” Phys. Rev. Lett. 101: 232002, 2008 [arXiv:0808.4142], y CDF Collaboration, “Observation of the Omega_b^- and Measurement of the Properties of the Xi_b^- and Omega_b^-,” Phys. Rev. D 80: 072003, 2009 [arXiv:0905.3123].

Esta figura y más información en Tommaso Dorigo, “What’s The Omega_b Mass? LHCb Confirms CDF, DZERO Way Off,” AQDS, Feb 7, 2013. 

¿Qué se sabe sobre los gluones dentro de un núcleo de plomo?

Cuando no hay experimentos específicos y hay muchas teorías diferentes con resultados dispersos, debemos afirmar que no sabemos (casi) nada, y si al combinarlos la incertidumbre ronda el 100% debemos afirmar que no sabemos nada de nada. Esta figura ilustra muy bien lo poco que sabemos sobre la distribución de los gluones dentro de un núcleo pesado. Muestra siete estimaciones teóricas del radio “gluónico” de un núcleo de plomo (nDS (NLO), HKM, Sarcevic, EKS98, Armesto, FGS y HIJING). Cada modelo teórico ofrece un resultado diferente (la región de interés está marcada con la flecha roja). Aún no hay medidas experimentales, por lo que podemos afirmar sin rubor que no se sabe nada sobre los gluones dentro de un núcleo de plomo. ¡Nada de nada! Obviamente, no estarán de acuerdo conmigo los que han desarrollado estos modelos teóricos que afirmarán que el suyo es el “correcto,” pero para todo físico una incertidumbre del 100% equivale a no saber nada. Me he enterado gracias a Rolf Ent (Jefferson Lab), “Probing the Quark Sea and Gluons: the Electron-Ion Collider Project,” Wine & Cheese Seminar (Joint Experimental-Theoretical Seminar), Fermilab, 11 Jan 2013 [slides]. Su charla reivindica la necesidad de un colisionador de electrones (polarizados) contra iones pesados (Electron-Ion Collider, EIC) que estudie la materia nuclear. Más info sobre su diseño en S. Abeyratne et al., “Science Requirements and Conceptual Design for a Polarized Medium Energy Electron-Ion Collider at Jefferson Lab,” JLAB-ACC-12-1619, arXiv:1209.0757. La construcción se debería iniciar en 2019 y acabar en 2024. Con lo que la toma de datos se realizará a partir de 2025 (si se cumplen todos los plazos). 

ATLAS confirma la observación de CMS del “ridge” en las colisiones protón-plomo

En “Un fenómeno sin explicación observado en las colisiones de protón contra ión de plomo en CMS del LHC,” hablé de un fenómeno que observó CMS en la prueba piloto realizada en septiembre de 2012 de colisiones de protón contra núcleo de plomo (p-Pb) a 5,02 TeV c.m. en el LHC (CERN). Hoy se publica que ATLAS ha confirmado el mismo fenómeno utilizando los datos de dicha prueba piloto, es decir, correlaciones entre pares de partículas en el diagrama que muestra el ángulo azimutal relativo (∆φ) versus la pseudorapidez (∆η); recuerda que la pseudorapidez se obtiene a partir del ángulo polar (en coordenadas esféricas) mediante un cambio de variable. Este “ridge” observado también en colisiones Pb-Pb en CMS, ATLAS y ALICE, aún no tiene una explicación convincente. El nuevo artículo técnico es ATLAS Collaboration, “Observation of Associated Near-side and Away-side Long-range Correlations in sqrt(s_NN)=5.02 TeV Proton-lead Collisions with the ATLAS Detector,” arXiv:1212.5198, 20 Dec 2012.

 

Nota dominical: La curiosa historia de la cromodinámica cuántica (QCD)

“It is well known that theoretical physics is at present almost helpless in dealing with the problem of strong interactions. We are driven to the conclusion that the Hamiltonian method for strong interactions is dead and must be buried, although of course with deserved honour.” Lev D. Landau (c. 1960).

Muchos físicos teóricos parecen desesperados porque los experimentos no encuentran “nueva física” más allá del modelo estándar. Quizás este es el mejor momento para recordar el estado de la física de partículas en 1961. La teoría cuántica del campo electromagnético, la electrodinámica cuántica (QED), era todo un éxito, pero utilizaba un procedimiento matemático, la renormalización, que nadie entendía y que disgustaba incluso a sus descubridores (que la calificaban de “procedimiento para esconder los infinitos debajo de la alfombra”). La versión V-A de la teoría de Fermi para la interacción débil también era un éxito a nivel experimental, pero a nivel teórico era inconsistente para energías altas (aunque no fueran alcanzables en los experimentos). La interacción fuerte estaba en un estado deplorable, más allá de la clasificación de los hadrones de Gell-Mann y Zweig basada en la idea de los quarks (puras entelequias matemáticas). La mayoría de los físicos teóricos rehuía de las teorías gauge para la interacción fuerte (cuyo único éxito era la QED) y preferían ideas como el bootstrap o la democracia nuclear en el contexto de la teoría de la matriz S.

Todo se clarificó a finales de los 1960 gracias a los experimentos. La colisión de electrones de alta energía contra núcleos atómicos y nucleones (protones y neutrones) demostró que estaban compuestos de partículas (partones les llamó Feynman) que no interaccionaban entre sí. Lo más obvio era que los partones fueran los quarks, pero nadie entendía cómo era posible que a cortas distancias (o energía y momento grandes) se comportaran como partículas libres, mientras que a distancias más grandes (o energía y momento más pequeños) estuvieran ligados por una interacción muy fuerte. La conjetura entre los físicos teóricos era que las teorías cuánticas de campos no podían ser asintóticamente libres. Coleman y Gross propusieron demostrar esta conjetura de forma general a dos de sus estudiantes de doctorado, Politzer y Wilczek, quienes bajo la atenta guía de Gross demostraron en 1973 que la conjetura era falsa (por ello recibieron el Premio Nobel de Física en 2004). Las teorías de Yang-Mills no abelianas son asintóticamente libres (la QED es la excepción, por ser abeliana).

La teoría de la interacción fuerte, la cromodinámica cuántica (QCD), es asintóticamente libre porque los gluones tienen carga de color, mientras que la QED no lo es porque los fotones son neutros para la carga eléctrica. La teoría de la relatividad de Einstein implica que el vacío de una teoría cuántica de campos cuyos bosones gauge no tengan masa cumpla la relación εµ = 1 donde ε es la permitividad eléctrica, µ es la permeabilidad magnética y se ha usado c=1 (la expresión dimensional es εµ = 1/c²). En la QED el apantallamiento de la carga eléctrica implica que ε > 1, por lo que el vacío de la QED actúa como un material diamagnético (µ < 1). En la QCD los gluones tienen dos colores y actúan como dipolos permanentes de color (µ > 1), por lo que la teoría predice el anti-apantallamiento de la carga de color (ε < 1); este resultado se da para 3 colores si el número de sabores (o generaciones) de quarks es menor de 17.

En 1972, Fritzsch y Gell-Mann mencionaron la posibilidad de que la teoría de los gluones fuera no abeliana, aunque el nombre de cromodinámica cuántica aparece por primera vez en un artículo de Fritzsch, Gell-Mann y Minkowski en 1975 (una nota a pie de página sugiere “A good name for this theory is quantum chromodynamics”).

Referencias para profundizar.

[1] Gerhard Ecker, “Quantum Chromodynamics,” Lectures given at the 2005 European School of High-Energy Physics, Kitzbuehel, Austria, Aug. 21 – Sept. 3, 2005 [arXiv:hep-ph/0604165].

[2] Gerhard Ecker, “The Shaping of Quantum Chromodynamics,” Quark Confinement and the Hadron Spectrum X, Munich, Oct. 8, 2012 [slides - pdf].

El estado actual de la resonancia Y(4140) en el espectro J/ψφ

Los hadrones exóticos son partículas compuestas de más de tres quarks, como los tetraquarks, estados ligados de dos mesones, o los pentaquarks, estados ligados de un mesón y un barión (“Qué pasó con… los pentaquarks,” 8 oct 2011). Para nombrar los hadrones exóticos se suelen usar las letras X, Y, y Z. El experimento CDF del Tevatrón, Fermilab, EEUU, observó en marzo de 2009 y confirmó en enero de 2011 a 5,0 sigmas una nueva resonancia en las desintegraciones B⁺ → J/ψ φ K⁺, llamada Y(4140), con desintegración Y(4140) → J/ψ φ. Se observaron solo 19 ± 6 (stat) ± 3 (syst) eventos de es tipo en 6,0 /fb (inversos de femtobarn) de colisiones protón-antiprotón a 1,96 TeV c.m.; la masa de la resonancia es m = 4143,4 ± 3,0 (stat) ± 0,6 (syst) MeV/c², aunque recibe el nombre Y(4140), y su anchura Γ = 15,3 ± 10,4 (stat) ± 2,5 (syst) MeV/c² (CDF Public Note; arXiv:1101.6058). Más aún, CDF también observó una segunda resonancia Y(4274) aunque solo con 3,1 sigmas, con masa m  = 4274,4 ± 8,4 (stat) MeV/c², y Γ = 32,3 ± 21,9 (stat) MeV/c². Por cierto, a veces se escribe X(4140) en lugar de Y(4140), pues su naturaleza exacta no es conocida.

La resonancia Y(4140) fue buscada sin éxito por Belle (C. P. Shen et al. (The Belle Collaboration), “Evidence for a New Resonance and Search for the Y(4140) in the γγ→ϕJ/ψ Process,” Phys. Rev. Lett. 104: 112004, 2010; arXiv:0912.2383). Sin embargo, Belle observó con 3,5 sigmas una “nueva” resonancia Y(4350), con masa m = 4350,6 ± 5,1 (stat) ± 0,7 (syst) MeV/c², y anchura Γ = 13 ± 18 (stat) ± 4 (syst) MeV/c². La ausencia de Y(4140) se observó con 2,7 sigmas.

También buscó sin éxito la resonancia Y(4140) el experimento LHCb del LHC (LHCb Collaboration, “Search for the X(4140) state in B+ to J/psi phi K+ decays,” Phys. Rev. D 85: 091103(R), 2012; arXiv:1202.5087). Solo se utilizando 0,37 /fb de colisiones protón-protón a 7 TeV c.m. de 2011, obteniendo 2,4 sigmas de certeza en la hipótesis de que la resonancia Y(4140) no existe. Obviamente, habrá que esperar a nuevos análisis con las colisiones de 2012, que se publicarán en el verano/otoño de 2013.

Ha sido noticia en noviembre de 2012 que CMS del LHC ha observado a más de 5 sigmas dos resonancias: una compatible con Y(4140), con una masa m = 4148,2 ± 2,0 ± 5,2 MeV/c², y otra con una masa m = 4316,7 ± 3,0 ± 10,0 MeV/c². Se han utilizado 5,2 /fb de colisiones protón-protón a 7 TeV c.m. obtenidas en el año 2011 (CMS, “Observation of structures in J/psi phi spectrum in exclusive B+ –> J/psi phi K+ decays at 7 TeV,” BPH-11-026, 16 Nov. 2012).

CDF y CMS han observado la resonancia Y(4140) a más de 5 sigmas, sin embargo, Belle y LHCb la han buscado y no la han encontrado. Además, CDF y CMS han observado otra resonancia cercana, pero cada uno a diferente energía. ¿Qué significa todo este puzzle? Por ahora, no se sabe. Habrá que esperar al verano/otoño de 2013, cuando se publique el análisis de CMS de estas resonancias utilizando todos los datos de colisiones de 2012 y los nuevos resultados de LHCb, e incluso de ATLAS. No en balde, el artículo de CMS bautiza a Y(4140) como “estructura” con objeto de no caer en la trampa de afirmar que se trata de un hadrón exótico. Son análisis muy complicados y los hadrones exóticos han ofrecido muchas falsas alarmas en la última década.

¿Qué puede ser la resonancia Y(4140)? Hay varias opciones, pero una bastante razonable es que sea un tetraquark, un estado ligado de cuatro quarks ccss, es decir, charm, anticharm, strange, y antistrange (Fl Stancu, “Can Y(4140) be a tetraquark?,” Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics 37 : 075017, 2010). Hay otras posibilidades, pero no sé si merece la pena discutir este asunto en más detalle. Por ahora, lo único que podemos decir es que habrá que esperar al verano de 2013 para tener más información sobre la resonancia Y(4140) que aparece y desaparece como los ojos el Guadiana.

PS: Tomasz Skwarnicki (LHCb collaboration), “Exotic Meson Studies at LHCb,” Slides, June 1, 2012.

Un fenómeno sin explicación observado en las colisiones de protón contra ión de plomo en CMS del LHC

El modelo estándar de la física de partículas oculta muchos fenómenos que aún no han sido observados. En septiembre de 2012, se realizó una prueba piloto de colisiones de protón contra núcleo de plomo (pPb) a 5,02 TeV en el LHC para preparar las colisiones que se iniciarán en enero de 2013. CMS recopiló dos millones de colisiones pPb, muy pocas, pero suficientes para observar un nuevo fenómeno que aún no tiene explicación (aunque todo el mundo cree que el modelo estándar debería poder explicarlo). Este fenómeno, la existencia de correlaciones angulares entre pares de partículas en colisiones con un gran número de partículas, ya fue observado en septiembre de 2010 en las colisiones de protón contra protón (pp) a 7 TeV. En estas colisiones pp el fenómeno es muy raro, ocurre una vez cada 100.000 colisiones (en 2010 CMS lo observó tras analizar 150 mil millones de colisiones pp). Nunca antes se habían observado estas correlaciones que se parecen a efectos observados en las colisiones de iones pesados en el RHIC (Relativistic Heavy-Ion Collider), también observados por CMS, ATLAS y ALICE en las colisiones de núcleos de plomo contra núcleos de plomo (PbPb) a 2,76 TeV. Sin embargo, el fenómeno observado en colisiones pp y pPb no ha sido confirmado aún ni por ATLAS ni por ALICE. Aunque aún no hay una explicación satisfactoria a este nuevo fenómeno, todo el mundo piensa que no es necesaria física más allá del modelo estándar. Nos lo cuenta Wei Li, Gunther Roland (CMS Heavy Ions group), “Unexplained long-range correlations observed in pPb collisions,” CMS News, Oct. 22, 2012, quienes se hacen eco del artículo técnico de CMS Collaboration, “Observation of long-range near-side angular correlations in proton-lead collisions at the LHC,” arXiv:1210.5482, Subm. 19 Oct. 2012.

Las correlaciones observadas en las colisiones pp, PbPb y pPb aparecen en los eventos con una alta densidad de partículas, por ello son muy raras en las colisiones pp. Para muchos ha sido una sorpresa observar estas correlaciones con tan pocas colisiones pPb, ya que la magnitud de las mismas es similar a las de las colisiones pp. Como muestra la figura, Δφ es el ángulo azimutal relativo (en el plano transversal a los haces que colisionan) entre las trayectorias de cada par de partículas en colisión. El nuevo fenómeno observado es un incremento en el número de pares de partículas para ángulos pequeños. La explicación de este fenómeno debe estar relacionada con la aparición de correlaciones cuánticas de largo alcance en el plasma de quarks y gluones (QGP) formado durante la colisión. En las colisiones pp donde se observa una alta densidad de partículas, éstas se comportan como un QGP; como la física de este fenómeno es muy complicada, aún podemos esperar que se descubran nuevas sorpresas en un futuro próximo.

Qué sabemos sobre la masa del gluón

¿Qué límites experimentales hay para la masa del gluón? Según el Particle Data Group, la masa del gluón es cero por motivos teóricos (y los experimentos son compatibles con una masa menor de unos pocos MeV). En cromodinámica cuántica (QCD) la masa del gluón es exactamente cero, igual que en la electrodinámica cuántica (QED) lo es la masa del fotón. La gran diferencia entre el gluón y el fotón es que en el caso del fotón los experimentos indican que esta afirmación es muy fiable, la masa del fotón es menor de 10^-24 MeV según el PDG, mientras que en el caso del gluón, que es una partícula que no podemos observar de forma aislada, los experimentos no aportan información tan fiable al respecto.

Hay muy pocos estudios que estimen la masa del gluón (Mg) de forma experimental y entre ellos destaca con luz propia el del español Francisco J. Ynduráin [1] que estimó la masa del gluón de tres formas diferentes. La primera, a partir de la estabilidad del protón (su vida media), Mg < 20 MeV (yo estimo que su cálculo daría hoy un valor de Mg < 4 MeV). La segunda, gracias a que no se han observado partículas con carga fraccionaria (quarks aislados), Mg < 1,3 MeV (yo estimo que su cálculo daría hoy un valor de Mg < 0,4 MeV). Y la tercera, utilizando argumentos cosmológicos debido a la ausencia de un fondo cósmico de quarks y gluones, Mg < 2×10^-10 MeV (es decir, 1/Mg > 1 mm); no sé cómo estimar el valor actual de esta cota, pero intuyo que debería ser de unos de 4 o 5 órdenes de magnitud más pequeña gracias a los datos de WMAP-7. Según Ynduráin (que fue uno de los mayores expertos del mundo en la fenomenología de la QCD), la cota más fiable es esta última, con lo que podemos decir que las medidas cosmológicas confirman que el gluón no tiene masa. Asunto zanjado.

Bueno, no vayamos tan rápido. Recientemente se han publicado varios artículos que presentan cálculos teóricos de la llamada masa efectiva del gluón que afirman que si bien la simetría gauge y la teoría perturbativa en QCD implican masa nula, efectos no perturbativos permiten la generación dinámica de masa sin violar la simetría gauge. Esta masa dinámica aparece en el límite infrarrojo (distancias grandes o energía pequeñas), manteniendo una masa nula en el límite ultravioleta (distancias pequeñas o energías grandes), por ello puede esquivar el límite cosmológico de Ynduráin, siendo compatible con todos los resultados experimentales actuales. Algún físico que lea esto dirá que son puras elucubraciones de algunos teóricos, pero creo que merece la pena una nota breve sobre su trabajo. Destacaré el trabajo liderado por Joannis Papavassiliou (UV/IFIC, Valencia), aprovechando su reciente trabajo D. Binosi, D. Ibañez, J. Papavassiliou, “The all-order equation of the effective gluon mass,” arXiv:1208.1451, Subm. 7 Aug 2012.

Un buen punto de partida es el artículo [2]. Se parte de la ecuación de Schwinger-Dyson para el propagador del gluón y se estudian sus soluciones finitas en el límite infrarrojo, que están asociadas a la generación de una masa efectiva para el gluón. Esta “masa” del gluón no se puede medir directamente, pero está relacionada con la masa de las “glubolas” (las “glueballs” son estados ligados solo de gluones), los condesados de gluones, la energía del vacío en QCD y la regulación de divergencias infrarrojas en QCD. La masa dinámica m²(q²) es una función monótona decreciente del momento (o energía), cumpliendo que m²(0)>0 y m²(∞)=0. En esta figura aparece calculada numéricamente [2]. Según muestra la figura, para energías muy grandes (mayores de cientos de GeV) su valor se anula, pero para energías pequeñas (por debajo de unas decenas de GeV) se alcanza un valor asintótico de unos 0,45 GeV/c² (el valor depende de los parámetros 1/d(0) y σ, los interesados en saber cuáles son sus efectos deberán consultar el artículo [2]).

Estudiar el efecto de la masa efectiva del gluón en los experimentos de alta energía es difícil, pero los resultados experimentales del Heavy Flavor Averaging Group(HFAG) apuntan a un valor de Mg = 0,45 ∼ 0,55 GeV, en buen acuerdo con las estimaciones teóricas, como muestra esta tabla extraída del artículo [3]. Aunque la masa efectiva del gluón no puede medirse de forma experimental, su efecto como regularizador de las divergencias infrarrojas permite contrastar los resultados teóricos y experimentales. Los resultados de las factorías B, como BABAR (SLAC) y BELLE (KEK), son sensibles (de forma indirecta) al valor de Mg y apuntan a un valor de Mg = 500 ± 50 MeV.

Otro método para estudiar la masa efectiva del gluón es el límite infrarrojo de las simulaciones numéricas en QCD en redes (lattice QCD). Un cálculo reciente apunta a una valor de Mg ∼ 0,6 GeV (ver la figura) [4], mientras otros apuntan a Mg = 0,55 GeV como [5]; la anchura de la resonancia Γg ≈ 1180 MeV apunta a una vida media muy corta Tg < 10⁻²⁴ s [5].

En resumen, hay indicios teóricos y numéricas de la existencia de una masa no nula para el gluón en el régimen infrarrojo que se anula en el régimen ultravioleta; dichos indicios son compatibles con los resultados experimentales actuales. Como se trata de un resultado no perturbativo del modelo estándar, muchos físicos lo ven como física más allá del modelo estándar (perturbativo, la coletilla que yo creo que habría añadir). Para mí lo más interesante de esto es que nos recuerda que hay muchas cosas del modelo estándar que aún no conocemos, aunque las intuyamos.

[1] F.J. Ynduráin, “Limits on the mass of the gluon,” Physics Letters B 345: 524–526, 1995.

[2] Arlene C. Aguilar, Joannis Papavassiliou, “Gluon mass generation in the PT-BFM scheme,” JHEP 0612: 012, 2006 [arXiv:hep-ph/0610040].

[3] Qin Chang, Xin-Qiang Li, Ya-Dong Yang, “Revisiting B→πK, πK* and ρK decays: CP violations and implication for New Physics,” JHEP 0809: 038, 2008 [arXiv:0807.4295].

[4] Hideo Suganuma, Takumi Iritani, Arata Yamamoto, Hideaki Iida, “Lattice QCD Study for Gluon Propagator and Gluon Spectral Function,” PoS (Lattice) 2010: 289, 2010 [arXiv:1011.0007].

[5] Attilio Cucchieri, David Dudal, Tereza Mendes, Nele Vandersickel, ”Massive gluon propagator at zero and finite temperature,” PoS (QCD-TNT-II) 2011: 030, 2011 [arXiv:1202.0639]; Attilio Cucchieri, David Dudal, Tereza Mendes, Nele Vandersickel, ”Modeling the Gluon Propagator in Landau Gauge: Lattice Estimates of Pole Masses and Dimension-Two Condensates,” arXiv:1111.2327, Subm. 9 Nov 2011.

La colaboración CLAS confirma la transparencia de color en QCD

La Cromodinámica Cuántica (QCD) es la teoría de la interacción fuerte que explica cómo se unen entre sí los quarks en el protón y el neutrón, y éstos a su vez dentro del núcleo atómico. Muchas predicciones de la QCD aún no han sido confirmadas por los experimentos. Ya había indicios sobre la transparencia de color, pero ahora es noticia que han sido ratificados por la Colaboración CLAS (Jefferson Labs). Este fenómeno arfirma que la materia nuclear se vuelve transparente al ser atravesada por objetos pequeños formados por quarks y gluones (en un estado singlete), es decir,  la interacción entre un hadrón y un nucleón se reduce a cero conforme el momento del hadrón crece. Los resultados sobre la transparencia de color obtenidos por la Colaboración CLAS corresponden a las colisiones de electrones de alta energía (5 GeV) con núcleos de Carbono-12 e Hierro-56 que producen mesones ρº. El cociente entre el número de mesones ρº producidos en la colisión con estos núcleos pesados comparado con el producido en la colisión con núcleos de deuterio (para los que no se da el fenómeno de la transparencia de color) confirma los resultados esperados según los modelos teóricos, incluyendo la independencia respecto a la energía de este esquivo fenómeno. Gracias a la transparencia de color se podrán estudiar los efectos de la QCD en los núcleos atómicos y determinar la duración del proceso de hadronización, que no es instantáneo y requiere la formación de un prehadrón antes del hadrón. El artículo técnico es L. El Fassi et al. (CLAS Collaboration), “Evidence for the Onset of Color Transparency in $ρ^0$ Electroproduction off Nuclei,” arXiv:1201.2735, Subm. 11 May 2012.

Transparencia del color es un fenómeno que parecía imposible antes del descubrimiento de la teoría QCD. La interacción entre un protón y un nucleón (protón o neutrón) tiene una sección eficaz de unos 30-35 mb (milibarn) en la región de energías entre 2 y 30 GeV (gigaelectrónvoltio), por tanto, el camino libre medio de un protón dentro de un núcleo es inferior a 2 fm (fermi o femtómetros, 10^-15 metros), lo que significa que sería imposible que un protón lograra atravesar un núcleo. Sin embargo, la QCD predice que bajo ciertas circunstancias, se puede preparar un protón en un estado que le permita atravesar muchos fermis de materia nuclear; para estos estados es como si la interacción fuerte (QCD) se pudiera “apagar” y la materia nuclear se volviera transparente.

Los hadrones están hechos de quarks y gluones (llamados colectivamente partones), por lo que fluctúan entre diferentes configuraciones de sus constituyentes. La clave de la transparencia de color son las fluctuaciones cuánticas “coherentes” de los partones que presentan interferencia destructiva, que apantalla el hadrón ante el campo de interacción fuerte que le rodea. Salvando las diferencias, este fenómeno es similar al apantallamiento del potencial de Coulomb generado por el núcleo de un átomo debido a la presencia de la nube de electrones; como resultado de este apantallamiento, el átomo actúa como si fuera neutro reduciendo su interacción con otros objetos cargados de su entorno (la reducción no es completa y por eso los átomos se polarizan). Esta figura obtenida por la colaboración CLAS muestra los resultados para la transparencia nuclear en función de la longitud de coherencia (lc en la figura, medido en fm) y para el cuadrado del momento transferido (Q² en la figura, medido en GeV²).

Los físicos disfrutarán con información adicional en Pankaj Jain, Bernard Pire, John P. Ralston, “Quantum Color Transparency and Nuclear Filtering,” Phys. Rept. 271: 67-179, 1996 [arXiv:hep-ph/9511333]. Un buen resumen del estado actual de los resultados experimentales en Lamiaa El Fassi (Rutgers University, on behalf of CLAS Collaboration), “Overview of Color Transparency Measurements,” CIPANP, May 29th, 2012 [slides]; resultados previos en Dipangkar Dutta (Mississippi State University), “Color Transparency: The Story So Far,” PINAN-11, Sept 26-30, 2011 [slides].

 

Nota dominical: Los tres primeros quarks y la historia de sus nombres

“Los quarks tienen unos nombres bastante absurdos” [1]. En su artículo original [2], Murray Gell-Mann les llamó “quarks” pero no les puso nombre, solo utilizó las letras u, d y s para representarlos. George Zweig [3] les llamó “aces” y tampoco les puso nombre, utilizando las letras p₀, n₀ y Λ₀. Muy rápido se impuso el nombre de “quarks” sobre el de “aces,” pero ¿cuándo empezaron a llamarse quarks arriba (up), abajo (down) y extraño (strange)? La verdad es que nadie lo sabe exactamente (que yo sepa) y dichos nombres se impusieron alrededor de 1976 porque le iban bien a las letras utilizadas por Gell-Mann en su artículo original (u, d y s). Ynduráin [1] nos dice que lo más habitual era llamar a los quarks como “quark tipo protón” (o “proton quark” en inglés), denotado por p’, p₀, u, y otras variantes, “quark tipo neutrón” (“neutron quark”) denotado por n’, n₀, d, etc., y “quark tipo lambda” (“lambda quark”) denotado por s, λ’, Λ’ , Λ₀, y otras versiones.

Por pura curiosidad, he realizado una búsqueda de artículos científicos originales en la web anteriores a 1975 para tratar de trazar la historia del nombre de los quarks. He descubierto que ya a mediados de 1964 se hablaba de quark extraño y de quarks no extraños [4], aunque solo cuando se hablaba de su extrañeza. La primera vez que se utilizó los términos “up” y “down” para referirse a los quarks u y d, que yo haya encontrado, es un artículo de Leutwyler de marzo de 1974 [5], quien también llama a los tres quarks arriba (up), abajo (down) y extraño (strange) en julio de 1974 [6]; ambos artículos fueron enviados a publicación en diciembre de 1973.

¿Cuándo se puso de moda llamar a los quarks con su nombre actual? Hasta 1976, mucha gente seguía usando los términos antiguos proton quark, neutron quark y strange quark, pero ese año pasó algo que hizo que la mayoría de la gente eligiera el nuevo modo de llamar a los quarks. Mi búsqueda bibliográfica me sugiere que fue el número de Physics Reports de febrero de 1976, que presentaba las actas de un congreso de junio de 1975 celebrado en París. Un artículo de Wilson [7] utilizaba para los nombres de los quarks “u=up, d=down, and s=strange.” Mucha gente debió leer los artículos de ese Physics Reports que hablaba de quarks, confinamiento, libertad asintótica, y otros términos modernos asociados a la QCD (la teoría de la interacción entre quarks y gluones).

Por cierto, Ynduráin afirma en su libro [1] que la primera vez que escuchó el nombre moderno fue de la boca del alemán Harald Fritzch, entonces colaborador de Gell-Mann, en 1976.

[1] Francisco Ynduráin, “Electrones, Neutrinos y Quarks,” Drakontos, 2001 [página 71].

[2] Murray Gell-Mann, “A schematic model of baryons and mesons,” Physics Letters 8: 214-215, 1 February 1964.

[3] George Zweig, “An SU3 model for strong interaction symmetry and its breaking ; Part I,” CERN Reports No. 8182/TH.401, 1964 (unpublished).

[4] Harry J. Lipkin, “Higher Symmetries and Strange-Particle Production,” Phys. Rev. Lett. 13: 590-592, 16 November 1964.

[5] H. Leutwyler, “Is the quark mass as small as 5 MeV?,” Physics Letters B 48: 431-434, 4 March 1974.

[6] H. Leutwyler, “Mesons in terms of quarks on a null plane,” Nuclear Physics B 76: 413-444, 18 July 1974.

[7] Kenneth G. Wilson, “XIII. Quarks on a lattice, or, the colored string model,” Physics Reports 23: 331-347, February 1976.

Más caliente que Justin Bieber y Emma Stone juntos, el plasma de quarks y gluones

Nuevo récord de temperatura (efectiva) en el Libro Guinness, los cuatro billones de grados centígrados en un plasma de quarks y gluones logrados en el Colisionador de Iones Pesados Relativistas (RHIC) del Laboratorio Nacional de Brookhaven. Un líquido (casi) perfecto formado por la colisión de núcleos de oro que reproduce las condiciones del universo pocos instantes tras la Gran Explosión (Big Bang). Este récord del Libro Guinness durará poco, quizás solo hasta el año que viene, pues en ALICE del LHC (CERN) se alcanzan temperaturas más altas, solo que todavía no se han molestado en realizar una medida suficientemente precisa de dichas temperaturas. Más información en Alan Boyle, “Big-bang soup wins hotness record,” Cosmic Log, 27 june 2012.

Qué tiene que decir el LHC sobre dos anomalías detectadas en el Tevatrón

Hay varias discrepancias entre las predicciones teóricas del modelo estándar y las observaciones experimentales de las colisiones protón-antiprotón con una energía en el centro de masas de 1,96 TeV en el Tevatrón del Fermilab (cerca de Chicago, EE.UU.). ¿Qué tiene que decir las colisiones protón-protón a 7 TeV c.m. en el LHC del CERN (cerca de Ginebra, Suiza) al respecto? Por ahora, todas estas asimetrías han sido desmentidas. Por ejemplo, la llamada forward-backward top asymmetry, una asimetría en las colisiones que producen quarks top y anti-top mayor de la predicha por el modelo estándar; en concreto, los antiquarks top prefieren emerger en la dirección del antiprotón incidente y los quarks top en la del protón. Esta asimetría no puede ser observada de forma directa en el LHC, pero sí se puede hacer de forma indirecta. Como muestra la figura esquemática que abre esta entrada, en el LHC se produciría una asimetría de carga en las desintegraciones con quarks top.

El análisis de las colisiones del año pasado (2011) en el LHC en busca de esta asimetría utilizando el detector ATLAS ha encontrado un valor A(tt) = 0,029 ± 0,018 (stat.) ± 0,014 (syst.), es decir, 0,029 ± 0,022, compatible con la predicción del modelo estándar 0,006 ± 0,002. Estos resultados nos los ha contado Klaus Mönig, “ATLAS Status Report,” 110th LHCC Meeting, 13 June 2012 [slides, video]. La asimetría también ha sido estudiada en CMS conduciendo al valor A(c) = 0,004 ± 0,010 (stat.) ± 0,012 (syst.), es decir, el valor 0,004 ± 0,012 que hay que comparar con la predicción del modelo estándar predice 0,0115 ± 0,0006. Nos ha contado este resultado Yves Sioris, “CMS Status Report,” 110th LHCC Meeting, 13 June 2012 [slides, video]. Por tanto, tanto ATLAS como CMS descartan la observación de la asimetría (a finales de año habrá una ratificación de estos resultados con las colisiones a 8 TeV c.m. de 2012). Por cierto, los datos del Tevatrón en la figura están extraídos de “Forward-backward asymmetry in top quark-antiquark production,” Phys. Rev. D 84, 112005 (2011) [PRD, ArXiv].

Por otro lado, la señal (resonancia) alrededor de 150 GeV observada por CDF en las colisiones protón-antiprotón del Tevatrón que conducen a dos bosones W, que a su vez se observan como dos chorros de hadrones, que no fue observada por DZero (también en el Tevatrón), tampoco ha sido observada por CMS del LHC. Como también nos recuerda Yves Sioris, “CMS Status Report,” 110th LHCC Meeting, 13 June 2012 [slides, video], siendo el artículo técnico The CMS Collaboration, “Study of the dijet invariant mass distribution in W→lν plus jets events produced in pp collisions at √s = 7 TeV,” CMS PAS EWK-11-017.

La oscilación de los neutrinos

Me han pedido varias veces que explique qué es la oscilación de los neutrinos; trataré de hacerlo sin muchos tecnicismos (espero que los expertos no me tiren de las orejas). Conviene empezar explicando qué es la oscilación de los quarks. Lo que a su vez requiere recordar qué es un nucleón y qué es la oscilación de los nucleones (entre protones y neutrones).

Los núcleos de los átomos están formados por protones (p) y neutrones (n), los primeros tienen carga eléctrica positiva y los segundos son neutros (no tienen carga eléctrica). Las fuerzas que unen estas partículas en los núcleos (fuerzas p-p, n-p y n-n), eliminando el pequeño efecto de la repulsión electrostática en el caso p-p, son iguales entre sí, por lo que dentro de un núcleo el protón y el neutrón se comportan como si fueran partículas idénticas (repito, salvo por su carga eléctrica). Más aún, dentro del núcleo, un protón se puede transformar en un neutrón y un neutrón en un protón sin que se “entere nadie” (que esté fuera del núcleo). De hecho, La fuerza fuerte (efectiva) que une a los protones y a los neutrones se llama fuerza de intercambio, porque resulta del continuo cambio de identidad entre protones y neutrones.

Los protones y los neutrones se comportan como si fueran dos estados diferentes de una misma partícula que se llama nucleón. En física decimos que el protón y el neutrón forman un estado doblete para el espín isotópico. Las dos partículas que forman un doblete siempre se diferencian en una unidad de carga eléctrica, es decir, la carga del electrón. Hablando sin rigor, un nucleón es una partícula “esquizofrénica” que no sabe si es un protón o un neutrón, ya que es una mezcla de ambos. El hecho de que el nucleón sea una mezcla de protón y neutrón explica por qué los protones no se repelen entre sí en un núcleo atómico siendo partículas de carga positiva (esta repulsión existe, pero es despreciable). Un protón en el núcleo no “sabe” que lo es, pues en realidad es un nucleón y va alternando (oscilando) su identidad entre protón y neutrón. Si este protón se encuentra en el núcleo con otro protón tampoco sabrá si se trata de un neutrón o un protón, con lo que no sabrán si tienen que repelerse o no. Las fuerzas (de intercambio) que unen a los nucleones en el núcleo son resultado de esta “esquizofrenia cuántica” (sus cambios continuos de identidad).

La descripción matemática la oscilación del nucléon se basa en la introducción de un ángulo (de mezcla), normalmente denotado por θ. Este ángulo representa una “flecha” interna del nucleón que apunta en la dirección “protón” o en la dirección “neutrón” o en una dirección intermedia. Los dos estados del nucleón, sean |N↑> y |N↓>, están relacionados con los estados masivos, sean |p> y |n> para el protón y el neutrón, mediante una transformación unitaria (que garantiza que las probabilidades cuánticas se conservan) dada por una expresión de la forma

|N↑> = cos θ |p> + sin θ |n>

|N↓> = −sin θ |p> + cos θ |n>

que puede ser fácilmente invertida como

|p> = cos θ |N↑> − sin θ |N↓>

|n> = sin θ |N↑> + cos θ |N↓>

Para entrar en más detalles matemáticos habría que describir las propiedades del grupo de Lie SU(2) y sus representaciones, algo que está más allá del objetivo de esta entrada.

El nucleón es una partícula compuesta de quarks arriba (u) y abajo (d); en concreto, el protón está formado por dos quarks arriba (cada uno con carga eléctrica +2/3) y un quark abajo (con carga eléctrica −1/3), y el neutrón está formado por dos quarks abajo y uno arriba. El cambio de identidad que sufre un nucleón entre protón y neutrón es resultado del cambio de identidad de sus quarks, en concreto, uno de sus quarks arriba se transforma en abajo (p→n) o uno de los abajo se transforma en arriba (n→p). Como el quark arriba y el abajo se pueden transformar el uno en el otro (gracias a la interacción débil), forman un doblete; hay que recalcar que la diferencia de la carga eléctrica entre los quarks arriba y abajo es exactamente una unidad de carga. El electromagnetismo ve una diferencia entre un quark arriba y uno abajo (como la ve entre un protón y un neutrón), pero la interacción débil (responsable de la radiactividad de tipo beta) no ve ninguna diferencia entre ellos; para la interacción débil, un quark arriba y un quark abajo son dos estados diferentes de una misma partícula y se puede introducir un ángulo similar al que hemos introducido para el nucleón con objeto de caracterizar la mezcla entre sus dos estados.

La física de los quarks es un poquito más complicada porque se conocen tres generaciones (o “sabores”) de quarks, formadas por tres parejas o dobletes: (u,d), (c,s) y (b,t) [por sus siglas en inglés: up, down, charm, strange, bottom y top]. Estos estados de los quarks no están rígidamente separados y los quarks de una generación se pueden transformar en quarks de una generación más baja gracias a la interacción débil. La “esquizofrenia cuántica” vuelve a entrar en acción y los quarks de diferentes generaciones se comportan como si fueran estados diferentes de una misma partícula. Esta partícula presenta estados, llamados estados de masa, en los que están mezclados todos los sabores. Como los quarks de cada generación forman un doblete y se comportan como dos estados de una misma partícula, por convenio se considera que la mezcla de sabor en los estados de masa se concentra en la segunda componente de cada doblete, es decir, se mezclan entre sí los quarks d, s y t. Por tanto, hay tres estados de masa que corresponden a tres combinaciones diferentes de los tres estados de sabor. Como la masa de cada uno de los estados de masa es diferente, conforme la partícula se propaga por el espacio a cierta velocidad sus sabores van oscilando, de tal forma que la probabilidad de que sea observada con cierto sabor cambia con el tiempo.

Para simplificar la exposición, podemos considerar solo dos generaciones, es decir, los quarks d y s, como hizo Nicola Cabibbo en 1963 (cuando aún no se había descubierto la tercera generación). Los estados de masa, sean |d’> y |s’>, están relacionados con los estados de sabor, sean |d> y |s> para los quarks abajo y extraño, mediante una transformación unitaria dada por una expresión de la forma

|d’> = cos θc |d> + sin θc |s>

|s’> = −sin θc |d> + cos θc |s>

donde θc es llamado ángulo de Cabibbo. Como hay tres generaciones, los estados de masa |d’>, |s’> y  |t’> se relacionan con los estados de sabor |d>, |s> y  |t> mediante una transformación unitaria caracterizada por tres ángulos; la matriz general de dicha “rotación” tridimensional se llama matriz de Cabibbo–Kobayashi–Maskawa (CKM). Los elementos de esta matriz determinan la probabilidad de transformación (oscilación) de una quark de un sabor a un quark de otro sabor.

Una cosa importante que hay que destacar es que, aunque la matriz CKM se refiera al mezcla de los quarks de tipo abajo, |d>, |s> y  |t>, eso no significa que haya una asimetría física entre los quarks y que los quarks de tipo arriba no se mezclen. Todo lo contrario, la mezcla es similar para dichos quarks y la misma matriz CKM puede ser utilizada para describir su mezcla (por ello se suele omitir la presentación de forma explícita de ambas matrices). El lector debe recordar que ya hemos dicho que los quarks de tipo arriba y abajo de una misma generación se comportan como estados (de espín isotópico) de una misma partícula. Todo está mezclado con todo, pero como hay tres generaciones, bastan tres ángulos de mezcla. También habría que destacar que la matriz CKM es unitaria y sus componentes son números complejos, que presentan fases que corresponden a violaciones de la simetría CP (grosso modo, la simetría partícula-antipartícula), pero no quiero complicar más la exposición.

La oscilación de los neutrinos es el mismo fenómeno que hemos descrito para el nucleón y para los quarks pero aplicado a los neutrinos. Durante mucho tiempo se pensó que los neutrinos eran partículas sin masa (con masa nula), en cuyo caso es imposible que sus estados de diferente sabor se mezclen entre sí; tampoco podría ocurrir este fenómeno si todos tuvieran la misma masa. Sin embargo, los experimentos   que midieron el flujo de neutrinos solares que llega a la Tierra observaron un déficit respecto a las predicciones de los modelos teóricos (llamado problema de los neutrinos solares). Una manera de explicar este déficit es suponer que los neutrinos tienen masa y que cambian de sabor en su trayectoria hacia la Tierra. La propuesta teórica fue realizada por Bruno Pontecorvo en la década de los 1960, pero no fue confirmada por los experimentos hasta finales de los 1990. Hoy en día sabemos que los neutrinos tienen masa y que cambian su identidad como también lo hacen los quarks.

Los estados de masa de los neutrinos, sean |ν1>, |ν2> y |ν3>, son combinación de los estados de sabor, sean  |νe>, |νμ> y |ντ> (asociados al electrón |e>, muón |μ> y leptón tau |τ>). Esta transformación se realiza mediante una matriz unitaria tridimensional caracterizada por tres ángulos de mezcla (no entraré en las fases asociadas a la violación de la simetría CP en los neutrinos). Para simplificar la exposición supondré solo dos generaciones, como Pontecorvo en 1969. Los estados de masa están relacionados con los estados de sabor mediante una transformación unitaria dada por una expresión de la forma

|ν1> = cos θ12 |νe> + sin θ12 |νμ>

|ν2> = −sin θ12 |νe> + cos θ12 |νμ>

donde θ12 es el ángulo de oscilación de los neutrinos electrónicos a muónicos y viceversa. De forma similar hay otros dos ángulos θ13 y θ23 que relacionan los neutrinos electrónicos y tau, y mu y tau, respectivamente. La matriz unitaria general que describe la oscilación de los tres sabores de neutrinos se llama matriz de Pontecorvo–Maki–Nakagawa–Sakata (PMNS).

Hay varias cosas importantes que hay que recordar para entender bien lo que significa la oscilación de los neutrinos. Lo primero es que los estados de sabor de los neutrinos no tienen masa, es decir, no podemos hablar de la masa del neutrino electrónico o del mu o del tau, sino que los estados que tienen masa son los estados másicos ν1, ν2 y ν3 (aunque yo a veces abuso del lenguaje en este blog hablando por ejemplo de la masa de un neutrino mu).

Lo segundo es que cuando una partícula es producida en una desintegración o en una colisión siempre nace en un estado de sabor concreto, es decir, los neutrinos nacen electrónicos, mu o tau; sin embargo, conforme se propagan por el espacio su identidad se mezcla y pueden cambiar de sabor con cierta probabilidad (según la matriz PMNS); esto no tiene nada de exótico y es lo mismo que le pasa a los quarks, pero como estos últimos no pueden ser observados como partículas libres no tiene mucho sentido hablar de “oscilación de los quarks.”

Lo tercero es que cuando un neutrino es observado o interacciona con otras partículas siempre lo hace con un estado de sabor concreto, es decir, como neutrino electrónico, mu o tau;  no es posible observar la identidad “esquizofrénica” del neutrino, en la misma forma en la que no podemos observar la del nucleón (u observamos un protón o un nucleón, no hay otra opción). La esquizofrenia cuántica está velada por las probabilidades cuánticas.

Y por último, que para determinar los valores de los ángulos θ12, θ13 y θ23 de la oscilación se observan chorros de neutrinos de cierto sabor generados por una fuente controlada (puede ser el Sol, un reactor nuclear, un acelerador de partículas o incluso los rayos cósmicos que colisionan en la atmósfera produciendo neutrinos) y se observa la aparición o desaparición de neutrinos de dicho sabor. En función de la distancia recorrida y la probabilidad observada se estiman los valores de los ángulos de oscilación. Como detectar neutrinos es muy difícil (pues interaccionan muy débilmente con la materia), estudiar con precisión sus propiedades (y su oscilación de sabor) es una tarea que requiere muchos años de trabajo. Por ejemplo, hasta principios de este año no se han obtenido medidas precisas del ángulo θ13 que permitan asegurar con certeza algo tan sencillo en apariencia como que su valor es mayor de cero. Medir su valor con un error menor del 1% costará muchos años de trabajo experimental (el mejor valor actual, de Daya Bay, tiene un error más o menos del 15%).

Espero haber explicado bien lo que es la oscilación de los neutrinos. No he querido introducir mucha matemática y he tratado de que quede claro que se trata de algo natural en el contexto de la física de partículas.

La masa de un protón, la masa de sus quarks y la energía cinética de sus gluones

Decir que un protón son tres quarks unidos entre sí por gluones es como decir que un átomo de carbono son 6 electrones, 6 protones y 6 neutrones; con esta definición se pierde mucha información sobre sus propiedades. No es cierto que el 99% de la masa de un protón la aporten los gluones y la energía cinética de los quarks; la masa de los quarks debida al bosón de Higgs aporta mucho más del 1% restante. Los cálculos exactos indican que la masa de todos los quarks de un protón contribuyen casi un octavo (1/8) de su masa (la mitad de este valor es debido a sus quarks extraños, que no son quarks de valencia). Un tercio (1/3) de la masa del protón es debida a la energía cinética y potencial de los quarks (como se mueven muy rápido dentro del protón, su radio es muy pequeño, este valor tan bajo es debido a la cancelación entre ambas contribuciones). Otro tercio (1/3) es debido a la energía cinética y potencial de los gluones. Finalmente, la anomalía de traza contribuye alrededor de un cuarto (1/4). Como siempre, los detalles técnicos requieren cierta matemática. Los físicos (aunque no sean expertos en QCD) disfrutarán del artículo de Xiangdong Ji, “QCD Analysis of the Mass Structure of the Nucleon,” Phys. Rev. Lett. 74: 1071–1074 (1995) [arXiv:hep-ph/9410274], y de las transparencias de su charla Xiangdong Ji (University of Maryland), “Gluons in the proton,” BNL Nuclear Physics Seminar, Dec. 19, 2006.

No me gusta que este blog parezca un libro de texto, porque no lo es; mi objetivo es otro, divulgar noticias científicas de actualidad. Sin embargo, me gusta cumplir mis promesas, aunque no siempre puedo hacerlo, y prometí en Twitter ”Voy a escribir una entrada sobre qué es un protón y por qué tiene la masa que tiene.” El origen de esta entrada es una conversación en Twitter de la que me enteré a tiro pasado iniciada por César @EDocet con “La materia ordinaria se construye con 2 quarks (up y down) y el electrón. Pero toda la materia no es toda la masa… Un protón está constituido por dos quarks up y un down; el neutrón por dos down y un up… El 99% de la masa de la materia ordinaria la aportan los gluones y la energía cinética de los quarks de los nucleones…” Mario @Fooly_Cooly contestó que “esos son los de valencia, en realidad los hadrones son mares cuánticos de todos los tipos de quarks y gluones… Los gluones no tienen masa.” César @EDocet preguntó sobre si los gluones “¿Tienen energía? m = E/c².” Mario @Fooly_Cooly contestó que “otro tema es que los loops de interacción de gluones doten de inercia a partículas compuestas como los protones, pero es otra cosa. Esa ecuación sólo es válida para partículas con masa en reposo (es a lo que se refiere). Los gluones no pueden tener masa por ser propagadores de un campo gauge; la simetría gauge prohibe términos de masa. ” Las conversaciones en Twitter a veces incluyen términos muy técnicos. Ramón @ramoneeza trató de arreglarlo afirmando que los gluones tienen “energía en función de su frecuencia, no masa.” Al grano. 

El núcleo de los átomos está formado por nucleones (N), tanto protones (p) de carga positiva (N⁺), como neutrones (n) sin carga eléctrica (N⁰). La masa de un nucleón es de 939 MeV/c², en números redondos, ya que según el PDG el protón tiene una masa de 938,272013 ± 0,000023 MeV/c², y el neutrón de 939,565346 ± 0,000023. El nucleón es una partícula compuesta y presenta estados excitados llamados resonancias de masa creciente: N(1440), N(1520), N(1535), N(1650), etc. Estas resonancias son inestables y decaen en bariones y mesones de menor masa. De hecho, el neutrón también es inestable y decae en el vacío en un protón, un electrón y un antineutrino tras unos 881,5 ± 1,5 segundos (unos 14 minutos y 42 segundos), aunque no es fácil calcular este valor y la incertidumbre podría ser mayor. El protón es estable ya que su desintegración en un electrón y un pión no ha sido observada; su vida media debe superar unos 10³² años, miles de trillones de veces la edad del universo.

Se sabe que el protón tenía que ser una partícula compuesta desde la década de los 1930 porque su momento magnético era “anómalo” (unas 2,8 veces mayor de lo esperado si fuera una partícula elemental como el electrón), algo que se confirmó a finales de los 1940 cuando se descubrieron las primeras resonancias. A finales de los 1950 nadie dudaba que el protón tenía que estar compuesto de cosas más elementales y los físicos propusieron varios modelos teóricos, pero ninguno era capaz de explicar las propiedades observadas para el nucleón. Los experimentos en el SLAC entre 1967 y 1973, en los que se exploraba el interior del protón utilizando electrones de alta energía, demostraron que el protón estaba constituido de muchas partículas más pequeñas llamadas partones por Richard Feynman. Hasta 1973, estos experimentos no demostraron de forma definitiva que los partones eran quarks, antiquarks y gluones, como muestra la figura que abre esta entrada.

Como ya he dicho, la imagen de un protón como tres quarks unidos entre sí por un “mar” de gluones es incorrecta pero útil a nivel divulgativo. En este blog la he utilizado en varias ocasiones, ya que la manera más rápida de describir un barión es nombrar sus quarks de valencia, que en el caso del protón son dos quarks arriba (u) y un quark abajo (d). Pero no debemos olvidar que decir que un protón es un barión uud y que un neutrón es un barión udd es algo parecido a decir que un átomo de carbono son 6 electrones, 6 protones y 6 neutrones (solo el 98,9% de los átomos de carbono son ¹²C, el 1,1% son ¹³C y siempre hay trazas del famoso ¹⁴C); se pierde muchísima información sobre las propiedades de un átomo de carbono con una descripción tan sencilla. Lo mismo ocurre con un protón.

Las únicas propiedades del protón que se pueden explicar utilizando solo sus tres quarks de valencia son su espín (1/2), su carga eléctrica (+1) y su hipercarga (+1), o lo que es equivalente, su isoespín (+1/2); lo mismo ocurre con el neutrón. Los gluones son neutros para la carga eléctrica y el resto de los quarks y antiquarks que constituyen el protón compensan mutuamente sus cargas eléctricas y sus hipercargas de tal forma que en promedio se comportan como si fueran neutros. Las demás propiedades del protón (su masa, su momento magnético, su polarizabilidad magnética, su momento dipolar eléctrico, su polarizabilidad eléctrica, etc.) requieren considerar su estructura en detalle; como esta estructura detallada es muy complicada, con infinidad de quarks, antiquarks y gluones, para estimar estas propiedades con precisión se requieren cálculos numéricos utilizando cromodinámica cuántica en redes o reticular (lattice QCD).

La masa del protón según la QCD se puede repartir en varios términos bien diferenciados utilizando la descomposición “natural” del tensor energía-momento del campo,  que describe como se reparten la energía cinética y potencial de los quarks, antiquarks y gluones que constituyen el protón, y como afectan las masas de los quarks y la anomalía de traza de los gluones. La energía total del protón, la responsable de su masa, se puede repartir en cuatro términos. Técnicamente se utiliza el concepto de hamiltoniano y por ello se usa la letra H para denominar estos cuatros términos de la energía, en concreto, H_QCD = H_m + H_q + H_g + H_a. Estos cuatro términos se pueden parametrizar con dos variables (a y b) que se utilizan para su evaluación numérica. El término H_m representa la contribución de la masa de todos los quarks y antiquarks del protón, incluyendo los quarks de valencia, y corresponde a una fracción b de dicha masa. El término H_q representa la energía cinética y potencial de los quarks y antiquarks del protón, que contribuyen con una fracción 3(a − b)/4 a la masa del protón.  El término H_g representa la energía cinética y potencial de los gluones del protón y contribuye una fracción 3(1 − a)/4 a la masa total. Finalmente, el término H_a representa la energía de los gluones debida a la anomalía de traza, que contribuye con una fracción (1 − b)/4. Este último término es el más difícil de explicar sin usar matemáticas y creo es que el término al que se refiere Mario @Fooly_Cooly cuando habla de ”loops de interacción.”

Permíteme un breve comentario al respecto de la anomalía de traza, aunque no sé si aclarará ideas a algún lector; puedes omitir este párrafo si te apetece. Una teoría gauge, como la QCD, presenta ciertos grados de libertad que hay que fijar a la hora de realizar cálculos, aunque los resultados de dichos cálculos no dependen de la elección realizada. Cuando medimos un voltaje entre dos puntos de un circuito en realidad lo que medimos es una diferencia de potencial; el voltaje en cada punto de un circuito tiene un valor respecto a un terminal de masa; dar un valor absoluto concreto al potencial en este terminal es fijar un gauge; no importa el valor que pongamos, las diferencias de potencial siempre serán la mismas. En QCD fijar un gauge es algo un poquito más complicado, pero la idea es la misma. A la hora de calcular la masa del protón es habitual fijar un gauge tal que la traza del tensor de energía-momento es cero (así se representa mejor la conservación de este tensor). Una vez fijado este gauge se procede a realizar la renormalización de la teoría (necesaria para obtener resultados finitos en ciertos cálculos). La anomalía de traza aparece porque cierto término asociado a los gluones no se puede renormalizar con este gauge y su contribución ha de ser calculada de manera independiente; este término representa, grosso modo, el confinamiento de los gluones. Su cálculo requiere técnicas no perturbativas y se utiliza una herramienta matemática llamada loops de Wilson; sin entrar en detalles técnicos, estos loops corresponden a un cambio de variables en ciertas integrables que se interpreta como bucles cerrados de gluones, algo así como lazos de energía gluónica, por llamarlos de alguna manera. Calcular loops de Wilson es algo que todo físico que quiera realizar cálculos en QCD tiene que dominar (de hecho en cualquier teoría gauge interesante incluyendo la teoría de cuerdas, donde se usan mucho los loops de Polyakov). Bueno, continúo, si no te has enterado de nada, lo siento.

El cálculo teórico de la contribución de cada uno de los cuatro términos de la energía total del protón requiere el uso de métodos numéricos. Ji en su artículo realiza dicho cálculo bajo la hipótesis de que en el protón solo hay tres tipos de quarks, arriba, abajo y extraño (los quarks encanto tienen mayor masa que un protón y no pueden contribuir en su masa, aunque sí pueden hacerlo en ciertas resonancias del nucleón). El artículo presenta el resultado en dos casos extremos, que el quark extraño tenga una masa muy pequeña (m_s→0) y que tenga una masa enorme (m_s→∞), comparada con la masa de los quarks de valencia. La tabla de arriba muestra la contribución aproximada de cada término. La masa de los quarks de valencia suma menos de 10 MeV (he supuesto que el quark arriba tiene 2,4 MeV y el quark abajo el doble, 4,8 MeV, pero el valor exacto de la masa de estos quarks aislados no se conoce pues no se pueden aislar); un valor muy pequeño comparado con los entre 110 y 160 MeV que contribuyen la masa de todos los quarks dentro del protón. La energía cinética y potencial de estos quarks contribuye entre 270 y 300 MeV. La energía cinética y potencial de los gluones unos 320 MeV y el término debido a la anomalía de traza entre 190 y 210 MeV. Los números de la tabla suman los 940 MeV estimados para la masa del nucleón.

PS: En los comentarios, uno de vosotros, que firma como V, nos aclara que la contribución de la masa de los quarks a la masa del protón es un “tema espinoso, más aun teniendo en cuenta que nuestro conocimiento sobre este tema ha variado desde que se publicó el artículo que mencionas” (en 1995). “En esencia las contribuciones debidas a los quarks, son lo que se llaman términos sigma. El artículo que apuntas usa bien teoría de perturbaciones quiral, bien algunos argumentos bastante discutibles. La realidad es que los cálculos puramente numéricos de estas cantidades dan una imagen bien distinta, en la que la contribución del quark extraño a la masa del nucleón es muy pequeña, en algunos casos compatible con cero. Aún a día de hoy hay una discusión importante sobre esto, más que nada porque el valor de esta cantidad es necesario para saber la probabilidad que tenemos de detectar materia oscura.”

Por lo que parece la discusión se centra en la contribución de la masa de los quarks a la masa del protón, el término b en la tabla, que vale entre 0,11 y 0,17. Algunos artículos confirman el valor de Ji, como P.R. Silva, “Analysis of the mass structure of the hadrons,” arXiv:1108.2073, Aug 2011; otros obtienen un valor algo más pequeño, b≈0,09, que equivale a unos 85 MeV, como H. B. Meyer, “Hadron Structure on the Lattice,” arXiv:1106.3163, Feb 2011; incluso algunos separan la contribución de los quarks de valencia σ_l(N) = 31 ± 3 ± 4 MeV y de los quarks estraños σ_s(N) = 71 ± 34 ± 59 MeV, aunque estos últimos con mucha incertidumbre, como R. Horsley et al., “Hyperon sigma terms for 2+1 quark flavours,” arXiv:1110.4971, Oct 2011.

Sin embargo, como bien nos comenta V, también hay autores que afirman que los quarks extraños no contribuyen nada, reduciendo b≈0,03, lo que equivale a unos σ(N) = σ_l(N) = 26 MeV, o muy poco, con unos  σ(N) = 36 ± 7 MeV. Él nos cita A.W. Thomas et al., “Strangeness in the nucleon: what have we learned?,” arXiv:1202.6407, Feb 2012. Según estos autores hay una escala de energía crítica de alrededor de 0,4 GeV y como el kaón (el mesón formado por un par quark-antiquark extraños) tiene una masa de unos 0,5 GeV, la contribución de los quarks extraños a la masa del protón es muy pequeña (b = 0,066 ± 0,011 ± 0,002) o incluso nula b = 0,04 ± 0,02, pero siempre mucho más pequeña de lo estimado por Ji en 1995.

Como yo no soy experto en estas lides, no puedo aportar mucho más, pero trataré de estar al loro de futuros avances en este sentido (he de confesar que aunque investigo en métodos numéricos para ecuaciones de onda no lineales, no suelo leer artículos de QCD en  redes; obviamente nunca es tarde para empezar).

El experimento CMS observa por primera vez una nueva excitación del barión Xi(b) neutro (formado por los quarks b, s y u)

Hay noticias importantes en física de partículas que seguramente no rellenan los titulares de los medios pero que en este blog no podemos olvidar. El descubrimiento de una nueva resonancia de un barión (formado por tres quarks) es muy importante a la hora de realizar estudios de precisión del modelo estándar. El experimento CMS del Gran Colisionador de Hadrones (LHC) en el CERN, tras analizar 5,3 /fb de colisiones a 7 TeV durante 2011 ha descubierto con una significación estadística de 5 sigmas un nuevo estado excitado de un barión usb llamado Ξ^*_b⁰, cuya masa es 5945,0 ± 2,8 MeV. El estado fundamental del barión neutro Ξ_b⁰, formado por un quark fondo (b), uno extraño (s) y uno arriba (u), ya había sido observado, pero la teoría predice múltiples estados excitados. El primero en ser observado es Ξ^*_b⁰ (con J^P=3/2⁺) que se ha resistido a su detección porque decae muy rápidamente en partículas más ligeras (una cascada con un protón, dos muones y tres piones).  No es fácil relatar el alarde técnico que requiere realizar esta detección en las colisiones protón contra protón en el LHC. Más información en “Observation of a new Xi_b beauty particle,” CMS News, siendo el artículo técnico CMS Collaboration, ”Observation of an excited Xi(b) baryon,” Submitted on 26 Apr. 2012, arXiv:1204.5955.

PS (28 abr. 2012): Recomiendo leer a Matt Strassler, “CMS Finds a New (Expected, Composite) Particle,” OPS, April 27, 2012, quien discute en detalle la diferencia entre encontrar una nueva partícula “elemental” y confirmar la existencia de una partícula “compuesta” (en este caso, un barión, una partícula similar a un protón, compuesta de quarks).

Los leptoquarks y los teóricos que acabarán en el pozo del olvido

Los quarks y los leptones se agrupan en tres familias (o generaciones) cada una formada por un par de quarks y un par de leptones; cada generación es una réplica de la anterior. Los leptoquarks son partículas hipotéticas que permiten transformar, dentro de una misma familia, los quarks en leptones y los leptones en quarks; de existir, tendría que haber tres generaciones de leptoquarks. El gran problema de las teorías de (gran) unificación que introducen leptoquarks es que predicen la desintegración del protón. Los límites experimentales dependen del tipo de desintegración estudiado; la vida media es mayor de 13×10³³ años para la desintegración de un protón en un pión y un electrón, mayor de 11×10³³ años para la de un protón en un pión y un muón, y mayor de 4×10³³ años para la de un protón en un kaón y un neutrino. Estos límites indican que la masa de un leptoquark debe ser mayor de 10¹² GeV, un billón de GeV es una masa miles de millones de veces mayor que la que se puede estudiar en el LHC; los límites actuales indican que los leptoquarks tienen masa superior a 350 GeV según CMS y mayor de 422 GeV según ATLAS; en Moriond la próxima semana se podrían publicar actualizaciones de estos números, pero no creo que superen unos 660 GeV. Estos números están extraídos de la charla de Ilja Doršner, “Light Colored Scalars as Messengers of UpQuark, Down-Quark and Charged Lepton Flavor Dynamics in Grand Unified Theories,” La Thuile, March 2nd, 2012. No son mucho mejores que los conocidos hace un par de años, Francis, ”Nuevos límites experimentales a la masa de los leptoquarks,” 3 julio 2010.

¿Por qué se buscan los leptoquarks en el LHC si no hay ninguna posibilidad de que se puedan detectar en los próximos 20 años? Los teóricos amantes de la idea de los leptoquarks buscan variantes de las teorías de gran unificación que prohíban que el protón se desintegre, eliminando el límite inferior para la masa de los leptoquarks y permitiendo que tengan una masa alcanzable en el LHC. Por ejemplo, en la teoría GUT basada en SU(5), descartada por la mayoría de los teóricos, hay 18 maneras en las que puede desintegrarse un protón, si los neutrinos son partículas de Dirac (aunque hay solo 15 si son de Majorana). ¿Hay variantes de la GUT SU(5) que prohíban todas estas desintegraciones? ¿Qué predicciones realizan estas teorías? En su charla, Ilja Doršner nos habla de sus propias teorías, que según él podrían explicar el momento magnético anómalo del muón (el problema (g-2)mu) y la asimetría en las desintegraciones de pares de quarks top (la asimetría FB en la desintegración ttbar observada por CDF, pero en gran parte descartada por DZero y LHCb).

La ciencia es una navaja de Ockham de afilada hoja. Si se descubren los leptoquarks en el LHC, los pocos teóricos que trabajan en ellos en todo el mundo alcanzarán la gloria, cual héroes que han luchado contra los elementos (la desintegración del protón) y han vencido (con exóticos retruques técnicos que destruyen la belleza de la idea original). Si no se descubren los leptoquarks en el LHC, estos pocos teóricos acabarán olvidados como han acabado olvidados las decenas de miles de investigadores del s. XIX que no aparecen en los libros de texto de ninguna materia. Nadie sabe ni siquiera que existieron, ni siquiera sus tataranietos. Pero no debemos olvidar que la labor de muchos de ellos fue fundamental para remover la paja en el pajar donde los que hoy decoran los libros de texto encontraron la aguja que les llevó a la eternidad.

PS: La búsqueda de una cuarta generación de quarks y leptones (aunque se sabe que solo hay 3 neutrinos en los que se puede desintegrar el bosón Z), la búsqueda de estados excitados de quarks y leptones (que indicarían que son partículas compuestas) y la búsqueda de otros exotismos (microagujeros negros, dimensiones extra, …) forma parte íntegra de las búsquedas que se realizan de forma habitual en los experimentos del LHC (ver, por ejemplo, Dominique Fortin (On behalf of the ATLAS Collaboration), “Searches for Physics Beyond the Standard Model with the ATLAS Detector,” La Thuile, March 2nd, 2012; y Artur Apresyan (On behalf of the CMS Collaboration), “Searches for Physics Beyond SM at CMS,” La Thuile, March 2nd, 2012). Estas búsquedas alimentan la mente de los teóricos y sus escarceos en el borde del precipicio.

La búsqueda de señales a baja energía de la supersimetría también es parte integral de las búsquedas constantes que se realizan en los experimentos del LHC (ver, por ejemplo, Renaud Brunelière (On behalf of the ATLAS Collaboration), “Searches for Supersymmetry at ATLAS,” La Thuile, March 2nd, 2012; y Markus Stoye (On behalf of the CMS collaboration),”SUSY searches at CMS,” La Thuile, March 2nd, 2012). Yo tenía mucha ilusión en este tipo de búsquedas cuando empezaron a publicarse resultados del LHC, pero poco a poco me están empezando a aburrir. Un límite mínimo 100 GeV más arriba o más abajo me aporta poco insight. Lo apasionante, como todas las pasiones, muta conforme transcurre el tiempo. Ahora está empezando a gustarme más leer sobre búsquedas de Higgs exóticos (primos hermanos del Higgs del modelo estándar); ver, por ejemplo, Markus Warsinsky (on behalf of the ATLAS collaboration), “Search for BSM Higgs Bosons at ATLAS,” La Thuile, March 2nd, 2012. ¡Qué cosas! ¡Quién me lo hubiera dicho hace solo dos años!