Descubriendo  las partículas elementales (Parte II: hacia el Modelo Estándar)

Descubriendo las partículas elementales (Parte II: hacia el Modelo Estándar)

“Three quarks for Muster Mark!

Sure he has not got much of a bark

And sure any he has it’s all beside the mark”

James Joyce, Finnegan’s Wake.

En esta (segunda) entrada, terminaremos nuestro camino sobre el descubrimiento de las partículas elementales del modelo estándar. Veremos cómo se introdujeron el concepto de extrañeza o el de número bariónico. Como el Camino Óctuple puso orden entre tantas partículas y la introducción inevitable de los quarks gracias a este. Entenderemos porqué se introdujo la noción de carga de color, o cuáles son los bosones que median las interacciones débiles y fuertes. En resumen, veremos de donde salen las partículas que forman la tabla periódica de los físicos.

En la entrada anterior nos quedamos en una situación de relativa calma. Creíamos entender la estructura nuclear de la materia. Habíamos descubierto a las partículas que debían mantener su estabilidad. La introducción del neutrino y la conservación del número leptónico parecía hacer cuadrar todos los experimentos. Pero la calma siempre precede a la tormenta.

EL MUNDO SE VUELVE EXTRAÑO

Nuestro mundo había llegado a ser sencillo: protones, neutrones y electrones. Después se había complicado: antimateria, mesones (y muones para disgusto de Rabi), neutrinos… Pero para la década de los años 50 se volvería extraño.

En 1947 Rochester y Butler descubrieron la desintegración de una partícula hasta entonces desconocida. Esta decaía en dos piones, según K^0\to \pi^++\pi^-, con lo que debía ser neutra y su masa al menos el doble de la de los piones. Partícula ahora conocida como Kaón (los nombres variaron en su momento, pero esa es otra historia). Dos años después, Brown y colaboradores descubrirían su versión cargada que decaía según K^+\to \pi^++\pi^++\pi^-.

La masa de estas partículas hizo que entraran a ampliar la hasta entonces reducida familia de mesones. Familia que perdió tal adjetivo rápidamente, pues enseguida se descubrieron muchas más partículas que podían clasificarse como mesones: \eta,\phi,\omega,\rho… ampliando la familia.

Descubrimiento del Kaón. La «V» invertida en la esquina inferior derecha son los dos piones resultantes de la desintegración del Kaón, producido por los rayos cósmicos al atravesar la placa central de plomo.

Paralelamente, el grupo de Anderson descubría otra partícula neutra; \Lambda, pero esta decaía en un proton y un pión: \Lambda\to p+ \pi^-. Su masa debía ser mayor a la del protón, por lo que paso a engrosar la hasta entonces reducida familia de bariones. Familia que también perdería el derecho a tal adjetivo, pues montones de partículas pesadas se descubrirían en los años sucesivos: \Sigma\:'s, \Xi\:'s, \Delta\:'s

Detengámonos por un momento y pensemos en qué diferenciaba por entonces a ambas familias. Para finales de los años 30 una pregunta rondaba la cabeza de los físicos: ¿por qué diantres los protones son estables? ¿por que no decaen (para nuestro alivio) según p\to e^++\gamma? (Esto violaría conservación del número leptónico, pero aun no había sido introducida). Para soslayar esta dificultad, Stueckelberg (que ya hizo su aparición en la anterior entrada) introdujo un nuevo número cuántico (sí, así nos la gastamos los físicos. Todo lo que no está prohibido por alguna ley, puede ocurrir, así que si no ocurre nos inventamos leyes que lo prohíban y ya veremos como las explicamos en el futuro): el número bariónico B. Y con él una nueva ley de conservación asociada: la conservación del número bariónico.

Asignando número bariónico B=+1 a los bariones conocidos (p y n), y B=-1 a sus antipartículas, esta ley explicaba que se pudiera producir esto: n\to p +e^-(+\overbar{\nu}_e) pero no esto: p\to e^+(+\nu_e)+\gamma. Fijémonos que no tenemos conservación del “número mesónico”: se pueden perder mesones , por ejemplo en \pi\to \mu +\overline{\nu_{\mu}} (recordemos que el muón paso a engrosar la lista de leptones, saliendo de la de mesones), o se pueden crear, como en \Lambda\to p +\pi^-.

Siguiendo con nuestras recién descubiertas partículas, podemos entender la sorpresa que causaron viendo que se las denominó colectivamente como partículas “extrañas”. Para los años 50 los primeros aceleradores de partículas modernos comenzaron su andadura, y estas partículas comenzaron a aparecer por montones.

Pero, ¿en qué sentido eran “extrañas” estas partículas? Pues destacaba que se producían por pares. Por ejemplo, en colisiones de piones \pi^- con protones p se podían producir los pares K^++\Sigma^-, K^0+\Sigma^0, K0+\Lambda… Ahora bien, no se podían producir pares como \pi^++\Sigma^-, \pi^0+\Lambda, K^0+n… No podemos producir una sola partícula extraña, deben aparecer por pares.

Fueron Gell-Mann y Nishijima quienes en 1953 propusieron un mecanismo que diera cuenta de estos hechos (guiados por una propuesta anterior de Pais, que si no los cito a todos no me quedo tranquilo). De nuevo, la estrategia fue introducir un nuevo número cuántico: la extrañeza, S, y suponer que se conservaba. Así, los K’s tendrían S=+1 y \Sigma’s y \Lambda’s S=-1, mientras que protones, neutrones y piones S=0. Con ello, la ocurrencia o no de las reacciones anteriores se podía explicar. Por ejemplo, \pi^-+p\to K^++\Sigma^- conserva carga eléctrica y en cuanto a extrañeza tenemos 0\to 1-1=0. En cambio, \pi^-+p\to K^0+n no conserva extrañeza: 0\to 1+0\neq 0.

Por otro lado, resulta que los tiempos típicos implicados en la producción de las partículas extrañas son billones de veces menores a los implicados en sus desintegraciones. Esto señala que la producción y la desintegración debían deberse a mecanismos distintos (ahora entendemos que por interacciones distintas, producción mediada por interacción fuerte mientras que desintegración por débil). Pero precisamente, ¡en la desintegración de estas partículas la extrañeza no se conservaba! Por ejemplo, se daban desintegraciones como \Lambda\to p+\pi^- o\Sigma^+\to p+\pi^0. Esto implicaba que la interacción débil no conservaba extrañeza, mientras que la fuerte sí.

Para 1960 teníamos pues dos grandes familias de partículas: leptones (electrones, muones y sus neutrinos) y hadrones (mesones y bariones), distinguidas por la participación de los hadrones en procesos mediados por la interacción fuerte. Se habían introducido el número bariónico y la extrañeza para explicar porqué unas reacciones se daban mientras que otras no, pero todo esto era ponerle nombre a nuestra ignorancia. Encima montones de partículas habían sido descubiertas, y la distinción por masa entre mesones y bariones ya no era tan exacta (¡habían mesones más pesados que bariones!).

Todo este zoo de partículas recordaba a la situación en química de un siglo antes: se conocían montones de átomos, pero no se entendía qué los diferenciaba o como clasificarlos. Hasta que llegó Mendeleev a solucionarlo. La física de partículas esperaba a su particular Mendeleev, que les proveyera de su tabla periódica.

EL CAMINO ÓCTUPLE

El papel de Mendeleev lo desempeñó el físico americano Murray Gell-Mann.

En 1961 Gell-Mann; e independientemente el israelí Yuval Ne’eman, se dieron cuenta de que los bariones y mesones conocidos se podían disponer según patrones geométricos en función de su carga y extrañeza. Por ejemplo, los ocho bariones más ligeros cuadraban en un patrón hexagonal:

Octete de bariones más ligeros. Dentro de un mismo patrón agrupamos hadrones de igual espín(-paridad). Sacada de aquí.

Igual altura horizontal indica igual extrañeza y sobre líneas oblicuas imaginarias disponemos a las partículas de igual carga eléctrica. Aunque sea un hexágono, se tienen dos partículas en el centro lo que nos da un total de ocho bariones, y por eso denominamos a esta disposición octete bariónico.

Uno aquí podría objetar, con todo el derecho del mundo, que el patrón hexagonal está sacado de la manga (claro, si es que has dispuesto las partículas de igual carga en diagonales, pillín, estaréis pensando). Pero realmente el patrón hexagonal sería exacto si lo que representásemos fuera la hipercarga frente a la tercera componente de isospín. Pero esto sería meterse en berenjenales en los que no queremos entrar en esta entrada. Esto también explica el porqué de dos partículas en el centro, correspondiendo las \Sigma’s a un triplete de isospín, y la \Lambda a un singlete.

Por otro lado, los ocho mesones más ligeros también tienen su octete mesónico:

Sacada de aquí.

Y decupletes para los bariones:

Decuplete de bariones de espín 3/2. Sacada de aquí.

En el caso de los bariones, sus antipartículas se organizan en octetes y decupletes de la misma manera, mientras que para los mesones la antipartícula de una dada esta en la posición diametralmente opuesta. Así, la antipartícula del K^+ es el K^-, la del \pi^+ el \pi^- mientras que el \pi^0 es su propia antipartícula.

Y aquí es donde viene la magia, lo que hizo que todos los físicos aceptaran que este modelo guardaba algo profundo en sí. Para cuando fue propuesto, la partícula \Omega^-, con extrañeza S=-3 no había sido aun descubierta. El decuplete bariónico tenía un hueco, análogamente a los huecos que tenía la tabla periódica cuando Mendeleev la confeccionó. ¿Qué hizo Mendeleev con esos huecos? Asegurar que tales átomos existían. Y el tiempo le dio la razón. ¿Qué hizo Gell-Mann con ese hueco? Asegurar que la partícula \Omega^- existía (de hecho fue más allá, estimando su masa y su vida media). Y en 1964 la partícula \Omega^- fue descubierta.

Gell-Mann bautizó a esta manera de ordenar las partículas conocidas como El camino Óctuple (“The Eightfold Way” en inglés), por el óctuple camino al nirvana en el budismo. El Camino Óctuple y la predicción de la existencia del \Omega^- le hicieron merecedor del premio nobel de física en 1969. Podríamos decir que con él se inició le moderna era de la física de partículas de los años 60 y 70.

Ya teníamos a las partículas clasificadas según ciertos patrones geométricos que incluso se habían mostrado predictivos. Cuando en ciencia nos encontramos con múltiples entidades, la clasificación es sin duda uno de los primeros pasos (los científicos tienen alma de taxónomos). Por ejemplo, en química clasificando los átomos en la tabla periódica, o en biología a las especies según reinos, filos, clases, órdenes… Pero la clasificación, aunque a veces útil para hacernos ver similitudes y relaciones ocultas en un primer vistazo, no nos dice nada más. Y en física siempre queremos llegar al fondo de la cuestión. La pregunta era clara: ¿qué se escondía tras estos patrones?

MODELO DE QUARKS

Fue de nuevo Gell-Mann, e independientemente George Zweig, quienes encontraron una respuesta a este problema (¿y Petermann?). La clave introducir tres nuevas partículas fundamentales, que Gell-Mann denominó “quarks” (pronunciado “cuorks”, nombre que sacó de la cita que da inicio a esta entrada).

Los quarks vendrían en tres tipos o “sabores”, con carga eléctrica fraccionaria, que junto a sus antipartículas podríamos organizarlos en patrones triangulares:

Patrón de Camino Óctuple para los quarks.

El quark u (por “up” en inglés) tendría carga Q=2/3 y extrañeza S=0, mientras que el d (por “down”) tendría carga Q=-1/3 y extrañeza nula también. El quark s (por “strange” como estaréis imaginando) tiene carga Q=-1/3 y extrañeza S=-1. Por otro lado, tenemos a los antiquarks organizados en otro patrón triangular con carga y extrañeza opuesta. Además, los quarks tendrían número bariónico B=1/3 y los antiquarks B=-1/3.

Para obtener todos los hadrones conocidos (hasta aquel momento) a partir de estos tres quarks nos tenemos que atener a dos reglas de composición:

  • Los bariones están compuestos de tres quarks (y antibariones de tres antiquarks) (de ahí que el número bariónico sea la unidad). Aquí la cita del libro de James Joyce se muestra tremendamente reveladora.

  • Los mesones están compuestos de un par quark-antiquark (y su número bariónico es nulo).

Ahora es fácil obtener todos los patrones antes expuestos. Por ejemplo, combinando tres quarks obtenemos diez posibles bariones: el decuplete bariónico.

Decuplete bariónico. Este patrón (y los siguientes) surgen como representaciones del grupo SU(3) de sabor. Pero eso lo veremos en otra entrada 😛

Como vemos, el número cuántico extrañeza simplemente da cuenta de la cantidad de quarks extraños que posee un hadrón.

Ahora, las combinaciones de quark-antiquark nos dan los mesones… ¡pero espera! 3\times3=9, como todo el mundo sabe. Y sí, lleváis razón, el octete mesónico es realmente un nonete mesónico. Y justo para cuando el modelo de quarks se propuso el mesón restante ya había sido encontrado, bautizado como \eta^{\prime}, resultante del par s\overline s. Tenemos pues:

¿Y el octete bariónico? ¿Cómo diantres vas a obtener ocho bariones combinando tres quarks? La explicación escapa al objetivo de esta entrada, pero espero abordarla en una entrada próxima sobre las simetrías en física 😛 . Igualmente, aquí lo tenéis:

Alguno se me estará enfadando ya. Y es que si se mira atentamente, el contenido de quarks de algunos bariones coincide. Por ejemplo, tanto el protón como \Delta^+ están compuestos por uud. ¿Por qué pensamos en ellas como partículas distintas? Se debe a que la masa de la \Delta^+ es mucho mayor a la del protón (y su espín difiere también). Esto se debe a que el espaciado de los niveles de energía de los estados de quarks ligados es muy grande. En los átomos, los estados excitados tienen un espaciado energético muy pequeño comparado a la masa del átomo, y por tanto no tiene sentido pensar que tratamos con átomos diferentes, pero en los estados ligados de quarks sí. (De hecho, a estas partículas se las conoce como resonancias, pues aparecen como estados intermedios en procesos de dispersión -que se ven como picos en las distribuciones de sección eficaz- y decaen muy rápidamente). Podemos por tanto formar una infinidad de partículas combinando quarks, y todas caen en algún multiplete (singletes,octetes, decupletes, etc). Eso sí, el modelo de quarks es restrictivo: nos dice que no podemos encontrar un barión (aunque sí un antibarión) con S=1 o Q=-2, ni un mesón con Q=2 o S=-3. Extensas búsquedas de estas partículas (denominadas exóticas) fueron llevadas a cabo, y ninguna se encontró, realzando la validez del modelo de quarks.

CONFINAMIENTO

El modelo de quark, aunque simplifica enormemente la clasificación de partículas conocidas, tenía las vergüenzas expuestas al aire. Y es que nadie había visto un quark. No es difícil imaginar que si se golpea lo suficientemente fuerte un protón, algún quark saldrá despedido, y sería fácil reconocerlo dado que tiene carga fraccionaria. Además, los quarks deben ser estables, dado que no hay partículas elementales menos masivas a las que decaer sin violar la conservación de carga.

Estos argumentos hacían que muchos le hicieran la contra al modelo de quarks. Para solventarlo, se introdujo la noción de confinamiento. Los quarks estaban confinados formando hadrones por razones aun desconocidas. Pero el nombre de confinamiento por sí solo no dice nada; así como introducir el número bariónico y la extrañeza era ponerle nombre a nuestra ignorancia, introducir el concepto de confinamiento era ponerle nombre a nuestra frustración. ¿Qué mecanismo se escondía detrás del confinamiento?

De hecho, por cierto periodo de tiempo el modelo de quarks se consideró únicamente como un modelo matemático, sin conferir a los quarks existencia propia. Pero si algo nos había enseñado Rutherford, era que golpear a las partículas entre sí podía enseñarnos mucho de su constitución. En sucesivos experimentos en el SLAC (Stanford Linear Accelerator Center) y en el CERN (Conseil Européen pour la Recherche Nucléaire) experimentos de dispersión de electrones contra protones, neutrinos contra protones, y protones contra protones (conocidos como de “dispersión inelástica profunda”) mostraron patrones de dispersión como los que Rutherford había encontrado (aunque la curva sugería tres sub-entidades, en lugar de una). Esto implicaba que la carga de los protones estaba repartida en pequeños pegotes dentro de estos, denominados partones por Feynman (quien también tuvo la idea de que los hadrones estaban compuestos por subentidades para explicar estos experimentos). Los protones tenían estructura interna, y era inevitable asociar esta estructura interna a la existencia de quarks.

UN MUNDO DE COLOR

El modelo de quarks sufría otro problema nada desdeñable, ¡y es que algunas partículas eran combinaciones de hasta tres quarks idénticos! Pero los quarks debían ser fermiones (no se pueden conseguir partículas de espín semientero sumando espines enteros), luego debían cumplir el principio de exclusión de Pauli, que nos impide tener partículas idénticas en el mismo estado cuántico. En 1964, W. Greenberg introdujo la carga de color para solucionar este dilema. Nuestro mundo se llenó de color.

Greenberg propuso que los quarks no solo vinieran en tres sabores, sino que además vinieran en tres colores distintos: rojo, verde y azul (nada que ver con que realmente sean de color, son simples nombres). Así, el problema de tener quarks idénticos formando un hadrón se evapora: basta con que la carga de color difiera.

Pero el título de este apartado miente. Y es que resulta que nuestro mundo es incoloro. Todos los hadrones vienen como combinaciones de quarks tal que la adición de sus colores dé blanco (cromáticamente hablando). Los mesones estarán formados por pares quark-antiquark de colores opuestos (rojo-antirojo, azul-antiazul), y los bariones por tríos de quarks, cada uno de un color. Esto también explicaría porqué no podemos tener estados de dos quarks (no quark-antiquark), o de cuatro quarks, o porqué no podemos observar quarks libres.

Decimos que todas las partículas que observamos son incoloras, en analogía a que la mezcla aditiva de los tres colores primarios produce el color blanco.

¿MÁS QUARKS?

El confinamiento y la carga de color hacían desconfiar a los físicos del momento del modelo de quarks. Es sorprendente que el descubrimiento de un cuarto quark afianzara el modelo en la comunidad física.

Resulta que en noviembre de 1974 dos grupos de física de partículas descubrieron independientemente un mesón eléctricamente neutro y extraordinariamente pesado; masa mayor a tres veces la del protón, conocido entonces como J/\psi (gypsi para los amigos) por el nombre que le dio cada grupo. Lo que sorprendía de esta partícula era su tiempo de vida: podía vivir hasta 10^{-20}\:\mathrm{s} antes de desintegrarse. Puede no parecer mucho, pero era mil veces más que el resto de hadrones en ese rango de masas. Si te encontraras con personas con una esperanza de vida no de 70 años, sino de 70000, no dudarías de que tras ello se escondía biología por descubrir en acción. Pues la partícula J/\psi presagiaba nueva física en acción.

De todas las explicaciones que se propusieron, la inclusión de un cuarto sabor de quark c (por “charm”, encanto) fue la que se llevó el bote. Y acertó, siendo la ahora conocida como \psi un estado ligado c\overline c.

Sin duda, a ello contribuyó la asimetría entre los grupos de partículas conocidos. Por aquel momento se conocían ya cuatro leptones, mientras que solo tres quarks. Dado que se creía que ambos grupos eran los constituyentes más fundamentales de la materia, un cuarto quark era “necesario”. Esta razón es más estética que técnica, pero la historia de la física nos enseña que un gran sentimiento estético ha guiado a los físicos muchas veces, y en bastantes ha acertado.

Este nuevo quark ampliaba los multipletes a supermultipletes:

Supermultiplete de espín 1/2 con cuatro sabores de quarks. Al añadir un cuarto sabor, la simetría se amplía a SU(4), correspondiendo este diagrama a una de sus representaciones. Sacado de aquí.

Pero el destino es caprichoso, y un nuevo leptón fue descubierto en 1975; el leptón tau, que junto a su neutrino asociado, arruinaba el paralelismo que había guiado la introducción del quark c. Los físicos, gente de recursos, no dudaron: tenían que existir dos quarks más, para tener un total de seis leptones y seis quarks. Y mira por donde, acertaron. Estos nuevos quarks, conocidos como b por “bottom”; fondo (o “beauty”, belleza) y t por “top”; cima (o “true”, verdad) fueron descubiertos en 1977 y 1995 respectivamente.

BOSONES VECTORIALES

Bueno, sí, mucho hablar de partículas (recordemos, cuantos de campos) pero poco hablar de interacciones. Rematemos la faena.

INTERACCIÓN ELECTRODÉBIL

Nos habíamos quedado en la entrada anterior con que la fuerza débil ya había sido introducida por Fermi, con una teoría más o menos satisfactoria pero con un problema: era una teoría puntual, de contacto. Es decir, no tenía bosones mediadores. Dado que la interacción débil es de corto alcance, para algunas aplicaciones no era del todo mala, pero fallaba estrepitosamente a altas energías. Los teóricos se veían cara a cara con el desafío de desarrollar una teoría adecuada, donde la fuerza débil estaría mediada por bosones conocidos como bosones vectoriales (por ser su espín la unidad). Y los experimentales de testearla y encontrar dichos bosones.

Pero el desafío se tornaba más difícil que en la teoría de Yukawa, dado que al ser la interacción débil tan débil (valga la redundancia), no existen estados ligados debidos a esta, y no podemos usar el truquete del principio de incertidumbre para estimar la masa de los bosones mediadores.

La solución vino de Glashow, Weinberg y Salam con su teoría electrodébil. Apoyados sobre el trabajo de Yang y Mills sobre teorías gauge y sobre el trabajo de Higgs y compañía sobre ruptura espontánea de la simetría, desarrollaron su teoría para la interacción débil, en la que de un plumazo unificaban la interacción débil con el electromagnetismo. De esta unión surgían cuatro bosones, tres de los cuales adquirirían masa tras una ruptura espontánea de la simetría y formarían los bosones de la interacción débil: W^{\pm} y Z^0, y un cuarto sin masa que sería el fotón (terminología que introdujo Weinberg: la W por “weak” y Z por ser la última letra del alfabeto, ya que Weinberg esperaba que fuera la última partícula a incluir necesaria). Bosones que serían descubiertos en el CERN por el grupo de Carlo Rubbia en 1983, con una masa entorno a cien veces mayor que la del protón, masa que adquirían por su interacción con el campo de Higgs, cuyo cuanto ha tenido que esperar a 2012 para ser descubierto.

Estos bosones pueden cambiar el sabor de las partículas, término que se amplía para incluir a los leptones y a los quarks. Cambian el sabor sin mezclar quarks con leptones, eso sí, lo que explica la conservación del número bariónico mientras que también explica la no conservación de la extrañeza por la interacción débil.

Así podemos entender las desintegraciones. Por ejemplo, cuando un neutrón decae lo que ocurre es que uno de sus quarks d emite un bosón W^- transformándose (cambia su sabor) en un quark u, y este bosón a su vez decae en un par electrón-antineutrino electrónico. El diagrama de Feynman que lo esquematiza es el siguiente:

INTERACCIÓN FUERTE

En nuestro esquema falta por incluir la manera en que interactúan los quarks. Evidentemente no es por intercambio de piones, dado que estos a su vez son estados ligados de quarks.

En el caso de la fuerza fuerte, los bosones mediadores (ocho de ellos por razones que algún día veremos) se conocen como gluones (del ingles “glue”, pegamento, por ser los bosones de la interacción más fuerte) y se acoplan a la carga de color (independientemente del sabor, lo que implica la conservación de la extrañeza en las interacciones fuertes). Por ello esta teoría se conoce como cromodinámica cuántica, con el sufijo “cromo-” por color en griego (vaya amalgama etimológico). Son también bosones vectoriales (su espín es la unidad) solo que sin masa en este caso, y portan así mismo carga de color por lo que no pueden ser observados aislados.

El confinamiento quedó explicado cuando se demostró que las constantes de acoplo en las teorías gauge (como lo es la cromodinámica cuántica) pueden variar según la escala de energías (que también se puede entender como distancias: a menor distancia mayor energía es necesaria para sondearla). Resulta que la constante de acoplo de la fuerza fuerte decrece conforme aumenta la energía. Esto se conoce como libertad asintótica: la intensidad con que los quarks se atraen (la constante de acoplo) crece conforme aumenta la distancia, y disminuye conforme decrece.

Así, los quarks se mueven libremente dentro de los hadrones a velocidades relativistas, ligados por un intercambio continuo de gluones (que se sabe que están ahí pues los experimentos revelan que al menos la mitad del momento de los protones se debe a constituyentes neutros). Si intentásemos separar los quarks (dentro de un mesón por ejemplo), necesitamos aportar tanta energía que habrá suficiente para crear un par quark-antiquark y acabaríamos con dos mesones y ningún quark libre (proceso conocido como hadronización). Esto explicaría el confinamiento de los quarks.

Sacada de aquí.

Entonces, ¿que queda ahora de la fuerza fuerte que mediaban piones? Pues resulta que esta es un residuo de la fuerza fuerte mediada por los gluones, un remanente. De la misma manera que la interacción entre moléculas por fuerzas de Van der Waals es un remanente de la interacción electromagnética que liga a los átomos, la fuerza que liga los protones y neutrones en los núcleos atómicos es un remanente de la interacción fuerte que median los gluones.

MODELO ESTÁNDAR

Por fin acabamos. Ya hemos presentado a todos los campos que constituyen el mundo en que vivimos (lástima que solo sea el 5% del contenido total energético del universo).

Por un lado tenemos seis sabores de leptones, que se distinguen por su masa y número leptónico. Podemos agruparlos de manera natural en tres generaciones: \{\nu_e, e^-\}, \{\nu_{\mu}, \mu^-\} y \{\nu_{\tau}, \tau^-\}, ordenadas por masa creciente (con la salvedad de que los neutrinos no tienen masa en el modelo estándar). Junto con sus antipartículas, hacen un total de 12 campos.

Por otro tenemos seis sabores de quarks, ordenados también de manera natural en tres generaciones: \{d,u\}, \{s,c\} y \{b,t\}. De nuevo, ordenadas por masa creciente y correspondiendo el primer quark de cada par a carga -1/3 y el segundo a +2/3. Cada quark se presenta en tres colores, con lo que junto con sus antipartículas hacen un total de 36 quarks.

Para las interacciones, tenemos un bosón mediador para el electromagnetismo, tres para la fuerza débil, y ocho para la fuerza fuerte, sumando un total de 12 campos mediadores. En la siguiente imagen quedan las partículas y sus interacciones resumidas:

Las partículas interactúan por el intercambio de bosones. El fotón media la interacción entre partículas cargadas (electrones, muones, tauones y quarks) y no interactúa consigo mismo. Los bosones débiles conectan a leptones entre sí y a quarks entre sí, y sí interactúan con ellos mismos. Los gluones solo interactúan con los quarks y con ellos mismos. Finalmente, el Higgs interactúa con todas las partículas masivas (por lo que no «ve» a los fotones ni a los gluones), lo que le incluye a él mismo.

Añadiendo el campo de Higgs, tenemos un total de… ¡61 campos en el modelo estándar! En la imagen de portada podemos ver una tabla que lo resume, tabla que viene a ser la “tabla periódica” de los físicos (y aquí una infografía recorriendo los descubrimientos de las partículas elementales). La historia nos dice que al menos algunas deben poseer constituyentes más fundamentales (estamos casi peor que cuando Gell-Mann propuso su Camino Óctuple). Pero hasta el momento estos son los constituyentes de la teoría más profunda que tenemos sobre la naturaleza. Aun así, no está exenta de problemas, aunque eso lo dejaremos para otra entrada 😛 .

Como ya hicimos en la entrada anterior, resumiremos en una tabla los conceptos e ideas introducidos por los físicos y a qué preguntas responden:

Partícula/concepto Responde a la pregunta:
Extrañeza ¿Por qué algunas partículas se producen por pares?
Número bariónico ¿Por qué el número de bariones en los sistemas físicos es constante?
Camino óctuple ¿Cómo ponemos orden en el zoo de los hadrones conocidos?
Quarks ¿Cómo explicamos los patrones del Camino Óctuple?
Carga de color ¿Cómo salvamos el principio de exclusión de Pauli para partículas con quarks del mismo sabor?
Confinamiento ¿Cómo explicamos que nunca hemos visto un quark libre?
Quark c ¿Cómo explicamos la larga vida media de la partícula gypsi?
Quarks b y t ¿Cómo remediamos la asimetría entre leptones y quarks?
Bosones W y Z ¿Quién media la interacción débil?
Gluones ¿Quién media la interacción fuerte?
Libertad asintótica ¿qué mecanismo se esconde tras el confinamiento?*

* No hay prueba analítica de que los hadrones deban ser incoloros, luego estrictamente la libertad asintótica da cuenta de que los quarks no puedan aislarse pero no de que tengan que combinarse para dar un hadrón «blanco» (explica confinamiento, pero no confinamiento de color).


En esta serie de entradas hemos visto los problemas que tuvieron que afrontar los físicos del pasado siglo en el descubrimiento de las partículas elementales. Ello nos ha llevado a conceptos como bosones mediadores, extrañeza o encanto, carga de color, confinamiento… Pero sobre todo, en estas entradas nos hemos preocupado de reseñar las ideas detrás de la introducción de cada tipo de partícula en el modelo estándar (que no sus interacciones, sobre las que nos recrearemos en entradas futuras). Hoy en día, casi cualquier aficionado a la divulgación sabe porqué es necesaria la inclusión de materia oscura o la inflación en nuestros modelos, pero pregúntale porqué se introdujo el protón o el concepto de extrañeza y gotas de sudor inundarán su piel.

Por eso es importante aprender sobre ello. Es un tópico ya empezar una clase de historia con el profesor diciendo algo así como “aprendemos la historia para que no se repita”. Pues la historia de la física se aprende por lo contrario: necesitamos educarnos en las ideas que guiaron a los grandes físicos a introducir conceptos y desarrollar modelos y teorías, porque así es como funciona la ciencia. Y que me aspen si no es bonito aprenderlo.

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