Quarkonium - Quarkonium
I partikkelfysikk er kvarkonium (fra kvark og onium , pl. Kvarkonium ) en smakløs meson hvis bestanddeler er en tung kvark og sin egen antikvart, noe som gjør den til en nøytral partikkel og antipartikkelen i seg selv.
Lette kvarker
Lette kvarker ( opp , ned og merkelig ) er mye mindre massive enn de tyngre kvarkene, og derfor er de fysiske tilstandene som faktisk er sett i eksperimenter ( η , η ′ og π 0 mesoner) kvantemekaniske blandinger av de lette kvarktilstandene. Den mye større masseforskjeller mellom mål og bunn quarks og de lettere kvarker resulterer i tilstander som er vel definert i form av en kvark-antikvark par av en gitt smak.
Tunge kvarker
Eksempler på quarkonia er J/ψ meson (grunntilstanden for charmonium ,
c
c
) og
ϒ
meson ( bottomonium ,
b
b
). På grunn av den høye massen av toppkvarken , eksisterer ikke toponium ( θ meson ), siden toppkvarken forfaller gjennom den elektrosvake interaksjonen før en bundet tilstand kan dannes (et sjeldent eksempel på at en svak prosess forløper raskere enn en sterk prosess ) . Vanligvis refererer ordet "quarkonium" bare til charmonium og bottomonium, og ikke til noen av de lettere kvark -antikvarktilstandene.
Charmonium
I tabellen nedenfor kan den samme partikkelen navngis med den spektroskopiske notasjonen eller med dens masse. I noen tilfeller brukes eksitasjonsserier: Ψ ′ er den første eksitasjonen av Ψ (som av historiske årsaker kalles
J/ψ
partikkel); Ψ ″ er en annen eksitasjon, og så videre. Det vil si at navn i samme celle er synonyme.
Noen av delstatene er spådd, men har ikke blitt identifisert; andre er ubekreftet. Kvantetallene til X (3872) partikkelen har blitt målt nylig av LHCb -eksperimentet ved CERN. Denne målingen belyste dens identitet, unntatt det tredje alternativet blant de tre forestilte, som er:
- en charmonium hybrid tilstand
- en
D0
D∗ 0
molekyl - en kandidat for 1 1 D 2 -staten
I 2005 kunngjorde BaBar -eksperimentet oppdagelsen av en ny tilstand: Y (4260) . CLEO og Belle har siden bekreftet disse observasjonene. Først ble det antatt at Y (4260) var en charmonium-tilstand, men bevisene antyder flere eksotiske forklaringer, for eksempel et D "molekyl", en 4-kvarkskonstruksjon eller en hybrid meson .
| Termesymbol n 2 S +1 L J | I G ( J P C ) | Partikkel | masse (MeV/ c 2 ) |
|---|---|---|---|
| 1 1 S 0 | 0 + (0 - + ) | η c (1 S ) | 2 983, 4 ± 0,5 |
| 1 3 S 1 | 0 - (1 −− ) | J/ψ (1 S ) | 3 096 .900 ± 0,006 |
| 1 1 P 1 | 0 - (1 + - ) | h c (1 P ) | 3 525 0,38 ± 0,11 |
| 1 3 P 0 | 0 + (0 ++ ) | χ c 0 (1 P ) | 3 414 0,75 ± 0,31 |
| 1 3 P 1 | 0 + (1 ++ ) | χ c 1 (1 s ) | 3 510 0,66 ± 0,07 |
| 1 3 P 2 | 0 + (2 ++ ) | χ c 2 (1 s ) | 3 556 0,20 ± 0,09 |
| 2 1 S 0 | 0 + (0 - + ) |
η c (2 S ), eller η ′ c |
3 639 .2 ± 1.2 |
| 2 3 S 1 | 0 - (1 −− ) | ψ (2S) eller ψ (3686) | 3 686 .097 ± 0,025 |
| 1 1 D 2 | 0 + (2 - + ) | η c 2 (1 D ) | |
| 1 3 D 1 | 0 - (1 −− ) | ψ (3770) | 3 773 .13 ± 0.35 |
| 1 3 D 2 | 0 - (2 −− ) | ψ 2 (1 D ) | |
| 1 3 D 3 | 0 - (3 −− ) | ψ 3 (1 D ) [‡] | |
| 2 1 P 1 | 0 - (1 + - ) | h c (2 P ) [‡] | |
| 2 3 P 0 | 0 + (0 ++ ) | χ c 0 (2 P ) [‡] | |
| 2 3 P 1 | 0 + (1 ++ ) | χ c 1 (2 P ) [‡] | |
| 2 3 P 2 | 0 + (2 ++ ) | χ c 2 (2 P ) [‡] | |
| ? ? ? ? | 0 + (1 ++ ) [ * ] | X (3872) | 3 871, 69 ± 0,17 |
| ? ? ? ? | ? ? (1 −− ) [†] | Y (4260) |
4263+8 −9 |
Merknader:
- [ * ] Trenger bekreftelse.
- [†] Tolkning som en 1 −− charmonium -stat ikke favorisert.
- [‡] Forutsagt, men ennå ikke identifisert.
Bottomonium
I tabellen nedenfor kan den samme partikkelen navngis med den spektroskopiske notasjonen eller med dens masse. Noen av delstatene er spådd, men har ikke blitt identifisert; andre er ubekreftet.
| Termesymbol n 2 S +1 L J | I G ( J P C ) | Partikkel | masse (MeV/ c 2 ) |
|---|---|---|---|
| 1 1 S 0 | 0 + (0 - + ) |
η b(1S) |
9 390, 9 ± 2,8 |
| 1 3 S 1 | 0 - (1 −− ) |
ϒ (1S) |
9 460 .30 ± 0,26 |
| 1 1 P 1 | 0 - (1 + - ) |
h b(1P) |
9 899, 3 ± 0,8 |
| 1 3 P 0 | 0 + (0 ++ ) |
χ b0(1P) |
9 859 .44 ± 0,52 |
| 1 3 P 1 | 0 + (1 ++ ) |
χ b1(1P) |
9 892, 76 ± 0,40 |
| 1 3 P 2 | 0 + (2 ++ ) |
χ b2(1P) |
9 912 .21 ± 0,40 |
| 2 1 S 0 | 0 + (0 - + ) |
η b(2S) |
|
| 2 3 S 1 | 0 - (1 −− ) |
ϒ (2S) |
10 023 .26 ± 0,31 |
| 1 1 D 2 | 0 + (2 - + ) |
η b2 (1D) |
|
| 1 3 D 1 | 0 - (1 −− ) |
ϒ (1D) |
|
| 1 3 D 2 | 0 - (2 −− ) |
ϒ 2 (1D) |
10 161 .1 ± 1.7 |
| 1 3 D 3 | 0 - (3 −− ) |
ϒ 3 (1D) |
|
| 2 1 P 1 | 0 - (1 + - ) |
h b(2P) |
|
| 2 3 P 0 | 0 + (0 ++ ) |
χ b0(2P) |
10 232, 5 ± 0,6 |
| 2 3 P 1 | 0 + (1 ++ ) |
χ b1(2P) |
10 255, 46 ± 0,55 |
| 2 3 P 2 | 0 + (2 ++ ) |
χ b2(2P) |
10 268, 65 ± 0,55 |
| 3 3 S 1 | 0 - (1 −− ) |
ϒ (3S) |
10 355, 2 ± 0,5 |
| 3 3 P 1 | 0 + (1 ++ ) |
χ b1(3P) |
10 513 .42 ± 0,41 (stat.) ± 0,53 (syst.) |
| 3 3 P 2 | 0 + (2 ++ ) |
χ b2(3P) |
10 524 .02 ± 0,57 (stat.) ± 0,53 (syst.) |
| 4 3 S 1 | 0 - (1 −− ) |
ϒ (4 S ) eller ϒ (10580) |
10 579 .4 ± 1.2 |
| 5 3 S 1 | 0 - (1 −− ) |
ϒ (5S) eller ϒ (10860) |
10 865 ± 8 |
| 6 3 S 1 | 0 - (1 −− ) |
ϒ (11020) |
11 019 ± 8 |
Merknader :
- [ * ] Foreløpige resultater. Bekreftelse nødvendig.
De
ϒ
(1S) -status ble oppdaget av eksperimentteamet E288 , ledet av Leon Lederman , på Fermilab i 1977, og var den første partikkelen som inneholdt en bunnkvark som ble oppdaget. 21. desember 2011 ble
χ
b2(3P) tilstand var den første partikkelen som ble oppdaget i Large Hadron Collider ; oppdagelsesartikkelen ble først lagt ut på arXiv . I april 2012, Tevatron oss gjøre eksperimentet bekreftet resultatet i en artikkel publisert i Physical Review D . J = 1 og J = 2 tilstandene ble først løst av CMS -eksperimentet i 2018.
Toponium
Den theta meson er forventet å være fysisk observerbare, som toppkvark råtner for fort å danne mesoner.
QCD og kvarkonium
Beregningen av mesons egenskaper i Quantum chromodynamics (QCD) er en helt ikke-forstyrrende. Som et resultat er den eneste generelle metoden tilgjengelig en direkte beregning ved bruk av gitter QCD (LQCD) teknikker. Imidlertid er andre teknikker også effektive for tungt quarkonium.
Lyskvarkene i en meson beveger seg med relativistiske hastigheter, siden massen til den bundne tilstanden er mye større enn kvarkens masse. Imidlertid er sjarmenes hastighet og bunnkvarkene i deres respektive quarkonia tilstrekkelig liten til at relativistiske effekter i disse statene kan reduseres mye. Det anslås at hastigheten ,, er omtrent 0,3 ganger lysets hastighet for charmonia og omtrent 0,1 ganger lysets hastighet for bottomonia. Beregningen kan deretter tilnærmes ved en utvidelse av og . Denne teknikken kalles ikke-relativistisk QCD (NRQCD).
NRQCD har også blitt kvantisert som et gitter gaugeteori , noe som gir en annen teknikk for LQCD beregninger til bruk. God overensstemmelse med bottomonium-massene er funnet, og dette gir en av de beste ikke-forstyrrende testene av LQCD. For charmonium -massene er avtalen ikke like god, men LQCD -samfunnet jobber aktivt med å forbedre teknikkene sine. Det arbeides også med beregninger av slike eiendommer som bredder på quarkonistater og overgangshastigheter mellom statene.
En tidlig, men fortsatt effektiv teknikk bruker modeller av det effektive potensialet til å beregne masser av kvarkoniumtilstander. I denne teknikken bruker man det faktum at bevegelsen til kvarkene som utgjør kvarkoniumtilstanden er ikke-relativistisk for å anta at de beveger seg i et statisk potensial, omtrent som ikke-relativistiske modeller av hydrogenatomet. En av de mest populære potensielle modellene er det såkalte Cornell (eller trakt ) potensialet :
hvor er den effektive radius for kvarkoniumtilstanden, og er parametere.
Dette potensialet har to deler. Den første delen, tilsvarer potensialet forårsaket av en-gluon-utveksling mellom kvarken og dens antikvark , og er kjent som den koulombiske delen av potensialet, siden formen er identisk med det velkjente koulombiske potensialet indusert av elektromagnetisk kraft.
Den andre delen ,, er kjent som innesperringsdelen av potensialet, og parameteriserer de dårlig forstått ikke-forstyrrende effektene av QCD. Vanligvis, når du bruker denne tilnærmingen, blir en praktisk form for bølgefunksjonen til kvarkene tatt, og deretter og bestemmes ved å tilpasse resultatene av beregningene til massene av godt målte kvarkoniumtilstander. Relativistiske og andre effekter kan inkorporeres i denne tilnærmingen ved å legge til ekstra termer i potensialet, mye som er gjort for modellen hydrogenatom i ikke-relativistisk kvantemekanikk.
Dette skjemaet ble avledet fra QCD opp til av Sumino (2003). Det er populære fordi det gir mulighet for nøyaktig forutsigelse av quarkonium parametre uten en lang gitter beregning, og gir et skille mellom kort-distanse Coulomb- effekter og langdistansebegrensnings effekter som kan være nyttig for forståelse av kvark / anti-kvark kraft som genereres av QCD.
Quarkonia har blitt foreslått som et diagnostisk verktøy for dannelsen av kvark -gluonplasma : Både forsvinning og forbedring av dannelsen avhengig av utbyttet av tunge kvarker i plasma kan forekomme.