Del Átomo al Higgs XII: 1898-1995, un siglo descubriendo partículas …

El descubrimiento de las partículas del modelo estandar

En el modelo estandar los constituyentes últimos son, realmente, los campos asociados a los fermiones constituyentes de la materia, a los bosones portadores de las interacciones, y el campo de Higgs. En las exposiciones divulgativas, esto se suele reformular en términos de las partículas asociadas: se dice que las partículas fundamentales son por un lado, los fermiones constituyentes de la materia (en la primera generación los quarks u, d y los leptones e, \nu_e, y en las otras dos generaciones los quarks t, b, s, c y los leptones \mu, \nu_\mu, \tau, \nu_\tau), por otro los bosones portadores de las interacciones (fotón, los bosones “débiles” W+, W y Z0 y los gluones) y finalmente, como un coordinador, el bosón de Higgs, que no es propiamente portador de ninguna de las otras cuatro interacciones, pero que a su vez interacciona con las demás partículas (lo que posiblemente sugiere que se le deba considerar portador de una nueva interacción).

A veces se escucha la pregunta ¿pero cuántas partículas elementales hay exactamente en el modelo estandar? Por ejemplo, antes hablamos del gluón como una partícula, pero cada gluón tiene carga de color y de anticolor, lo que da ocho posibilidades, de manera que parece que podríamos decir que hay ocho gluones, y no uno. En cuanto a los quarks, un quark u puede existir en tres estados de color, y su antipartícula en los correspondientes estados de anticolor, de manera que contándoles todos podríamos decir que hay seis quarks u y no uno solo. Sin embargo esta manera de contar resulta dudosa en una teoría cuántica, en donde el principio de superposición implica que un quark u puede existir siempre en infinitos estados diferentes que se pueden escribir como superposiciones de tres posibles estados de color independientes, lo que sugiere que resulta preferible pensar en quarks u de los tres colores no como tres partículas sino como tres estados (de carga de color) de una sola partícula.

De estas partículas, tan solo las de la primera generación son estables, lo que hace que la práctica totalidad del mundo a nuestro alrededor esté constituida por las partículas de materia de la primera generación.

Hace poco más de un siglo, en 1898, se descubrió la primera de estas partículas elementales, el electrón. Unos pocos años después, 1905 es la fecha de nacimiento del concepto de cuanto de luz (el nombre fotón fue aplicado más tardíamente), aunque la luz como tal hubiera sido observada desde la más remota antigüedad). La siguiente partícula en incorporarse históricamente al distinguido grupo de las que hoy consideramos elementales fue el muón en 1937 (el que hizo decir a I. Rabi la famosisíma frase Who ordered this?). Y para acabar con los protagonistas descubiertos en la prehistoria del moderno modelo estandar está el neutrino (electrónico), predicho en 1930 y observado (descubierto) en 1956.

En los siguientes veinte años a partir de su nacimiento definitivo, digamos para redondear a partir de 1975, el modelo estandar y/o las subteorías que engloba fueron acumulando éxitos predictivos, y las restantes partículas fundamentales del modelo fueron descubriéndose una por una.

En cuanto a los bosones portadores, los W+, W y Z0, portadores de la interacción débil —que habían sido propuestos en su primera versión por Schwinger en 1959 y Glashow en 1961, e incorporados en su forma actual en el modelo estandar por Weinberg y Salam—, se encontraron observacionalmente en 1983. Los gluones, portadores de las interacciones entre quarks, se observaron en 1979.

En lo que toca a las partículas de materia, los quarks u, d, s se pudieron considerar descubiertos tras los experimentos en SLAC en los primeros 1970s. De  los tres quarks restantes, propuestos en el interim, el c se descubrió respectivamente en 1975 (indirectamente a través del descubrimiento de la partícula J/psi) y los otros dos quarks, el b y el t, predichos teóricamente por Kobayashi y Maskawa, fueron descubiertos respectivamente en 1978 y en 1995.

El mesón \mu, el leptón análogo del electrón en la segunda generación se había observado ya en 1937, y el tercer análogo leptónico del electrón, bautizado \tau para hacer referencia a esta curiosa trialidad de las partículas, se observó en 1976.

En cuanto a los tres neutrinos, conviene decir un poco más.

Los neutrinos: un breve apunte

Los neutrinos son partículas misteriosas y elusivas, que presentan muchas peculiaridades y sobre los que todavía se ignoran muchas cosas, comenzando por sus masas que aún no se conocen con precisión (lo que sí se sabe con seguridad es que tienen masa, aunque muy pequeña, unos seis órdenes de magnitud menor que la de sus parejas leptónicas).

Algo importante, que sabemos hoy y que merece destacarse, es que los neutrinos están afectados solamente por las interacciones débiles. Lo que, unido al cortísimo alcance de estas interacciones, explica el impresionante poder de penetración en la materia ordinaria que muestran. Y también que los neutrinos resulten invisibles a las varias técnicas usuales de detección e identificación “directa”, siendo necesaria una observación indirecta, que sin embargo se puede llevar a cabo con bastante fiabilidad.

El neutrino original, que hoy decimos neutrino electrónico, fue propuesto por Pauli en 1930, como partícula de masa muy pequeña o incluso nula. Merece la pena dar unos números que permiten hacerse una idea de la dificultad de su detección y que sugieren porqué la confirmación experimental de la existencia de los neutrinos tardó hasta 1956, más de un cuarto de siglo después de su predicción teórica. En el famoso experimento en que se descubrieron, Cowan y Reines utilizaron como fuente de neutrinos (fuente potencial, diríamos, antes de ser descubiertos) el reactor nuclear de Savannah River, que producía un flujo estimado de 5 ·1013 neutrinos por centímetro cuadrado y por segundo. Un tanque con una disolución de cloruro de cadmio en 200 litros de agua era sometido a este flujo, estimandose que cada día atravesarían el tanque del orden de 1019 neutrinos. La debilísima interacción de los neutrinos con la materia ordinaria se traduce en que de este flujo trillonario, se esperaba que tan solo uno o dos neutrinos por día interaccionarían con núcleos de Cadmio a través del proceso llamado captura beta —el inverso de la desintegración beta, al que el núcleo de Cadmio es especialmente proclive—, produciendo en la captura un rayo gamma, que provocaría un flash luminoso en escintiladores colocados rodeando por completo el tanque; a su vez este flash de un solo fotón se podría detectar a través de fotomultiplicadores. El resumen es: con suerte, cada día y en promedio, entre el total de los 1019 que atraviesan el detector en ese intervalo temporal, podremos esperar que un neutrino interaccione con un núcleo de Cadmio, y produzca un fotón que pueda ser detectado.  En este video (duración un poco menos de una hora), Clyde Cowan explica muy claramente los detalles del experimento, cuyo resultado convenció a la comunidad de la realidad del neutrino, siendo una vindicación para la propuesta inicial de Pauli —quien en ocasiones se había lamentado de haber introducido una hipótesis aparentemente inverificable— en el último año de su vida.

Las cotas existentes sobre la masa del neutrino eran tan pequeñas que durante mucho tiempo se pensó que el neutrino no tenía masa. Pero desde 2001, como consecuencia de los programas de observación de neutrinos en SuperKamiokande (Japón) y Sudbury (Canadá) en la década de los 90s, sabemos que hay tres tipos (o tres sabores de neutrinos, asociados respectivamente a los tres leptones, el neutrino del electrón, del muón y del tau, correspondiendo a las tres generaciones) y que los tres neutrinos tienen masa, muy pequeña pero no nula. El valor exacto de estas masas no se conoce con gran precisión pero su orden de magnitud es unos seis órdenes de magnitud menor que la sus compañeros leptónicos. Y finalmente, también se sabe que los tres tipos de neutrinos muestran lo que se conoce como oscilaciones: a lo largo de su propagación en el espacio, un neutrino de un sabor se transforma en (en la jerga se dice que oscila a) un neutrino de otro sabor. Todo esto es consecuencia de la mecanica cuántica y de que la masa sea no nula, y había sido anticipado teóricamente como una posibilidad por Bruno Pontecorvo al año siguiente de la observación del neutrino.

La fuente de neutrinos más importante que tenemos relativamente a mano es el interior del Sol: en las reacciones de fusión nuclear se liberan neutrinos del tipo electrónico que tras abandonar el Sol, se dispersan por el espacio. En general los neutrinos se mueven a velocidades muy cercanas a la de la luz, pues debido a su masa muy pequeña, un neutrino requiere relativamente poca energía para conseguir velocidades que son solo mínimamente inferiores a la de la luz en el vacío. A la Tierra llega un flujo de neutrinos solares del orden de 6 ·1010 neutrinos por centímetro cuadrado y por segundo. Lo que quiere decir que mientras duermes, atraviesan tu cuerpo cada segundo unos 2 ·1014 neutrinos (sí, aunque tú no veas el Sol mientras duermes, antes de atravesarte a ti esos doscientos billones de neutrinos han atravesado toda la Tierra tranquilamente).

Y aquí hubo un curioso problema. Las medidas del flujo de neutrinos solares que llegaban a la Tierra, realizadas con precisión suficiente ya en los 1960s arrojaban un valor de más o menos un tercio de lo que estimaban las teorías de producción de neutrinos en el interior del Sol. Durante mucho tiempo esta cuestión se conoció como el problema de los neutrinos solares y no se sabía si el fallo residía en la teoría o en las observaciones. Ahora creemos haber entendido la cuestión: la teoría de la producción de neutrinos solares es correcta y lo que ocurre es que las medidas de ese flujo en la Tierra registran solamente los neutrinos electrónicos, pero no los de los otros dos sabores. Y aunque en el Sol se producen solamente neutrinos electrónicos, a lo largo de su viaje y debido al fenómeno de oscilación, los que aquí se detectan como tales son solamente una tercera parte de todos los que en su momento se emitieron, pues los neutrinos van pasando alternativamente por los tres sabores en su viaje desde la superficie del Sol a la Tierra.

El asunto de las masas de las partículas

Antes hemos listado los constituyentes del modelo estandar. De todos estos fermiones y bosones fundamentales, conocemos —por haberlas medido experimentalmente o inferido indirectamente en los casos en los que la medida directa no es posible— sus propiedades básicas: masa, carga eléctrica, otros tipos de carga, espín, isospin y —en el caso de que no sean estables—  su vida media.

La carga eléctrica, la carga de color, y el espín, isospin e hipercarga de todas estas partículas muestran patrones muy simples, con valores discretos de los que puede decirse que se entienden. Hubo tan solo una cierta sorpresa inicial, ya muy mitigada hoy, en el hecho de que las cargas eléctricas de los quarks son múltiplos enteros de e/3, si e es la carga del electrón, la primera aparición del factor 3 que parece intrigantemente ubicuo en el modelo estandar.

Por el contrario, las masas de estas partículas elementales presentan valores muy (pero que muy) dispares. Entender mejor porqué el espectro de masas es tan amplio, cubriendo nada menos que doce órdenes de magnitud entre los neutrinos —las partículas de masa no nula más baja— y el quark top —el de masa más alta—, es algo que gustaría a todos los físicos. Y también es algo pendiente; un review reciente y no demasiado técnico sobre este problema en este artículo de 2011 de Boya y Rivera.

Diagrama (en escala logarítmica) de las masas de los constituyentes fundamentales del modelo estandar. Crédito: Wikipedia

Diagrama (en escala logarítmica) de las masas de los constituyentes fundamentales del modelo estandar. Crédito: Wikipedia

El mecanismo de Brout-Englert-Higgs (BEH) establece una nueva relación, previamente desconocida, entre la propiedad que antes llamábamos masa y la interacción con un nuevo campo, que antes ignorábamos que existiese. Esto, en sí mismo, es un descubrimiento muy importante. Pues nos enseña que ocupando lo que antes llamábamos “el vacío” hay un campo, y que toda la materia ordinaria que conocemos interacciona con ese campo.

Es aceptable por tanto decir que el mecanismo BEH nos permite entender el mero hecho de que los fermiones fundamentales del modelo y algunos de sus bosones tengan masa. Pero no se debe ocultar que este mecanismo no da ninguna clave que permita entender los valores concretos que tienen las masas de las respectivas partículas. Y aunque en exposiciones muy simplificadas se suele decir que el mecanismo de Higgs es el responsable del origen de las masas, la realidad es que como tal, el mecanismo BEH no ayuda a entender los valores de estas masas (que aquí aparecen como las constantes de acoplamiento de otros campos con el de Higgs). Ni tenemos ningún indicio de porqué estas masas (o las interacciones de las diferentes partículas con el campo de Higgs) tienen valores que cubren un rango de doce órdenes de magnitud entre los neutrinos y el quark top. Decir que este mecanismo “explica” la masa tiene un punto de suficiencia que se antoja injustificada.

Resumiendo la parte asertiva del mensaje, a través del mecanismo de Higgs es posible “fingir” que todas las partículas fundamentales, incluyendo ahora también a las de materia, como el electrón o los quarks, en el principio “eran” de masa nula, pero “han” adquirido su masa efectiva vía la interacción con el campo de Higgs. Esto ocurre de manera que es compatible con el carácter gauge de la teoría. No hay ninguna contradicción en el hecho de que algunos bosones portadores no tengan masa pues este mecanismo actúa selectivamente a través de la ruptura de la simetría: los bosones W+, W y Z0 adquieren masa, pero el fotón o los gluones no la adquieren, por motivos diferentes en los dos casos: el fotón porque la ruptura electrodébil preserva un subgrupo U(1) asociado al electromagnetismo, y los gluones porque creemos que la simetría de color SU(3) es exacta y no está rota.

Planteando la búsqueda del bosón de Higgs

A mediados de los 1990s se habían observado todas las partículas del modelo estandar, excepto el Higgs. La pregunta realmente pertinente en ese momento es: ¿Existe realmente, —esto es, en la Naturaleza— el campo de Higgs? La única manera para obtener respuestas es preguntar a la Naturaleza. Y esto es lo que se ha hecho.

El campo de Higgs y su partícula asociada, el bosón de Higgs, tienen en el teatro del mundo un papel muy diferente al de los otros bosones —portadores— del modelo estandar. Aunque en la divulgación y especialmente en los medios el papel estelar se asigne al bosón-partícula de Higgs, en la estructura de la teoría el objeto realmente importante es el campo de Higgs. Es ese campo el que permite que el mecanismo de BEH funcione.

Históricamente, parece poco discutible la afirmación de que los campos son más relevantes que las partículas asociadas. Una mirada rápida a la historia del electromagnetismo nos dice que todo el electromagnetismo, visto solamente como un campo clásico, había nacido, se había desarrollado y había alcanzado una notable madurez en los 40 años entre 1865 y 1905, en los que se consiguieron muchos avances teóricos y tecnológicos, antes siquiera de sospechar que en el nivel más profundo el campo electromagnético estuviera cuantizado y hubiera fotones —las partículas asociadas al campo electromagnético—. Y muchas de las aplicaciones tecnológicas actuales del electromagnetismo apelan más al concepto “campo” que a su vertiente “partícula”. Notables excepciones son las tecnologías ligadas con el efecto fotoeléctrico, como las placas solares.

La partícula de Higgs es solo una excitación elemental del campo de Higgs, y no es propiamente portadora de interacciones ni electromagnéticas, ni nucleares débiles o nucleares fuertes. Dos de las propiedades básicas de la partícula de Higgs son ser de masa bastante alta y ser muy inestable. La masa del bosón de Higgs no está predicha por la teoría, pero tras su descubrimiento en 2012 ha resultado ser de unos 126GeV/c2.

Que la masa sea bastante alta (comparable a la de un átomo de número atómico Z=60) significa que extraer (o crear) un bosón de Higgs excitando al campo de Higgs requiere una impresionante cantidad de energía localizada; nada que ver con lo fácil que es, energéticamente hablando,  extraer (o crear) fotones calentando al rojo un hierro. Y es que los números mandan: la energía de cada uno de esos fotones, originados en transiciones entre los niveles atómicos, es del orden de 1.5 eV. Pero la energía “de reposo” de un bosón de Higgs es mayor, en un factor del orden de 1011, que hay que proporcionar, localizada en una pequeñísima región del espacio, al campo de Higgs para que se pueda crear una partícula de Higgs.

Por su lado, la inestabilidad de la partícula de Higgs implica que muy poco después de ser creada, la partícula de Higgs se desintegrará, dejando como rastro una cascada de partículas subproductos (la vida media estimada del Higgs es del orden de 10-22s). El diagrama de Feynman adjunto, según una figura manuscrita de F. Wilczek, representa un proceso de creación de un Higgs por fusión de gluones (que resultan de la colisión de dos protones a energías suficientemente altas), mediante un “triángulo” de quarks top (que debido a su masa muy alta interaccionan muy intensamente con el campo de Higgs) y la posterior desintegración del Higgs, vía otro triángulo de tops, en dos fotones.

Diagrama de Feynman de producción de un Higgs por colisión de dos protones y de su posterior desintegración en el canal en dos fotones. Crédito: F. Wilczek

Diagrama de Feynman de producción de un Higgs por colisión de dos protones y de su posterior desintegración en el canal en dos fotones. Crédito: F. Wilczek

La parte superior del diagrama representa solamente una de las posibles maneras en las que un bosón de Higgs puede desintegrarse. Hay muchas otras maneras posibles (o canales) en las que el bosón de Higgs puede hacerlo; la teoría nos permite estudiarlas, predecir para cada una cual será su frecuencia relativa dependiendo de la masa del bosón como único parámetro, y determinar ciertos patrones o correlaciones concretas en los subproductos de esas desintegraciones que puedan servir como signaturas para orientar el trabajo observacional.

La siguiente gráfica muestra los diferentes canales de desintegración y la frecuencia relativa con que la desintegración de un Higgs ocurre en cada uno de estos canales (cada canal se refiere a cada juego de posibles partículas subproducto). Esta frecuencia relativa, (calculada con el modelo estandar que incluye al bosón de Higgs, pero antes de que el Higgs fuera descubierto), se conoce como branching ratio. La gráfica representa el branching ratio de cada canal de desintegración del Higgs, BR(H) frente a la posible masa del bosón de Higgs MH que aquí es un parámetro. En la gráfica se ve que si el Higgs tuviera masas entre 50 y unos 150 GeV/c2, el canal dominante sería en un par de quarks bottom-antibottom (curva cian continua), que acumula cerca de un 90 por cien de las desintegraciones para masas del Higgs de unos 50 GeV/c2, y si la masa fuera mayor de unos 150 GeV/c2 el canal dominante sería en un par W+W (curva naranja de trazos).

Las fracciones de cada posible canal de desintegración del bosón de Higgs en el modelo estandar, en función de la masa del bosón. El canal en dos fotones (etiquetado γγ) es siempre infrecuente, y su fracción es un poco mayor del 1 por mil solo si la masa del Higgs está en el rango entre 90 a 170 GeV/c2.

Las fracciones de cada posible canal de desintegración del bosón de Higgs en el modelo estandar, en función de la masa del bosón. El canal en dos fotones (etiquetado γγ) es siempre infrecuente, y su fracción es un poco mayor del 1 por mil solo si la masa del Higgs está en el rango entre 90 a 170 GeV/c2. Crédito: Wikipedia

Antes de haber descubierto el Higgs, lo aconsejable podría parecer buscar en los canales más frecuentes. Pero por diversos motivos, la observación de desintegraciones en estos canales puede ser dificil, sobre todo por una baja relación señal/ruido. Por el contrario, el canal de desintegración del Higgs en dos fotones resulta ser muy poco frecuente pero permite observaciones muy limpias con la tecnología disponible. En la gráfica se ve que este canal (etiquetado γγ, curva cian a trazos) tiene una fracción que es un poco mayor del 1 por mil solo si la masa del Higgs está en el rango entre 90 a 160 GeV (con branching ratios aun menores fuera de esa región). Curiosamente, en la región en que tras el descubrimiento sabemos que está la masa del Higgs, la fracción del canal en dos fotones es la máxima, del orden de un 2 por mil. Las observaciones en este canal proporcionaron las primeras evidencias claras de la existencia de Higgs.

Sobre ello hablaremos en el próximo y último post de la serie.

Este post, “Del átomo al Higgs XII: 1898-1995, un siglo descubriendo partículas…” forma parte de una serie. Este enlace lleva al post sucesivo. Si quiere saltar directamente a otro post de la serie, puede usar los enlaces directos a cada entrada.

O Átomos y vacío: donde Demócrito conoce a Higgs
I Los átomos de la materia ordinaria
II Cuantificación y la estabilidad del Átomo
III Espín, Bosones y Fermiones
IV La electrodinámica cuántica y los primeros ejemplos de la teoría cuántica de campos
V El nacimiento de la idea de las cuatro interacciones fundamentales
VI El Zoo de partículas y los primeros intentos de describir las interacciones fuerte y débil
Interludio: Los Nobel en la historia del átomo al Higgs
VII Dificultades iniciales de las teorías gauge entre 1954 y 1961
VIII Los quarks, desde su propuesta hasta su “descubrimiento” (1961 a 1974)
IX El campo de Higgs y el mecanismo de Brout-Englert-Higgs
X La libertad asintótica y la Cromodinámica Cuántica
Interludio: ¿Pero qué hay realmente en un protón?
Interludio. Calculando la masa del protón
XI El actual modelo estandar a vista de pájaro
XII 1898-1995, un siglo descubriendo partículas …
XIII Búsqueda y hallazgo del bosón de Higgs
Del átomo al Higgs: Para saber más
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