Quarkonium - Quarkonium

En physique des particules , le quarkonium (de quark et -onium , pl. quarkonia ) est un méson sans saveur dont les constituants sont un quark lourd et son propre antiquark, ce qui en fait une particule neutre et l' antiparticule de lui-même.

Quarks légers

Lumière quarks ( up , vers le bas , et étrange ) sont beaucoup moins massives que les quarks plus lourds, et donc les états physiques effectivement observés dans des expériences ( η , η ' , et π ⁰ mésons) sont des mélanges de mécanique quantique des états de quarks légers. Les différences de masse beaucoup plus importantes entre les quarks charm et bottom et les quarks plus légers donnent des états bien définis en termes de paire quark-antiquark d'une saveur donnée.

Quarks lourds

Des exemples de quarkonia sont le méson J/ψ (l'état fondamental du charmonium ,
c

c
) et le
??
méson ( bottomonium ,
b

b
). En raison de la masse élevée du quark top , le toponium ( méson ) n'existe pas, car le quark top se désintègre par l' interaction électrofaible avant qu'un état lié puisse se former (un exemple rare d'un processus faible se déroulant plus rapidement qu'un processus fort ) . Habituellement, le mot « quarkonium » se réfère uniquement au charmonium et au bottomonium, et non à l'un des états quark-antiquark plus légers.

Charmonium

Dans le tableau suivant, la même particule peut être nommée avec la notation spectroscopique ou avec sa masse. Dans certains cas, des séries d'excitation sont utilisées : Ψ′ est la première excitation de (qui, pour des raisons historiques, est appelée
J/ψ
particule); est une seconde excitation, et ainsi de suite. C'est-à-dire que les noms dans la même cellule sont synonymes.

Certains des états sont prédits, mais n'ont pas été identifiés ; d'autres ne sont pas confirmés. Les nombres quantiques de la particule X(3872) ont été mesurés récemment par l'expérience LHCb au CERN. Cette mesure a permis d'éclairer son identité, excluant la troisième option parmi les trois envisagées, qui sont :

• un état hybride charmonium
• une
  ré⁰
  
  ré⁰
  molécule
• un candidat à la 1 ¹ D ₂ Etat

En 2005, l' expérience BaBar a annoncé la découverte d'un nouvel état : Y(4260) . CLEO et Belle ont depuis corroboré ces observations. Au début, Y (4260) était considéré comme un état charmonium, mais les preuves suggèrent des explications plus exotiques, telles qu'une "molécule" D, une construction à 4 quarks ou un méson hybride .

Symbole du terme n 2 S +1 L J	I G ( J P C )	Particule	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 .75 ± 0.31
1 3 P 1	0 + (1 ++ )	χ c 1 (1 P )	3 510 0,66 ± 0,07
1 3 P 2	0 + (2 ++ )	χ c 2 (1 P )	3 556 .20 ± 0.09
2 1 S 0	0 + (0 −+ )	η c (2 S ), ou ?? c	3 639 0,2 ± 1,2
2 3 S 1	0 − (1 −− )	ψ (2S) ou ψ (3686)	3 686 0,097 ± 0,025
1 1 D 2	0 + (2 −+ )	η c 2 (1 D )
1 3 J 1	0 − (1 −− )	ψ (3770)	3 773 .13 ± 0.35
1 3 D 2	0 − (2 −− )	ψ 2 (1 D )
1 3 J 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 0,69 ± 0,17
? ? ? ?	? ? (1 −− ) [†]	Oui (4260)	4263+8 −9

Remarques:

[ _* ] Besoin de confirmation.

[†] Interprétation comme un état 1 ⁻⁻ charmonium non favorisée.

[‡] Prédit, mais pas encore identifié.

Bottomonium

Dans le tableau suivant, la même particule peut être nommée avec la notation spectroscopique ou avec sa masse. Certains des états sont prédits, mais n'ont pas été identifiés ; d'autres ne sont pas confirmés.

Symbole du terme n 2 S +1 L J	I G ( J P C )	Particule	masse (MeV/ c 2 )
1 1 S 0	0 + (0 −+ )	?? b(1S)	9 390 0,9 ± 2,8
1 3 S 1	0 − (1 −− )	?? (1S)	9 460 0,30 ± 0,26
1 1 P 1	0 − (1 +− )	h b(1P)	9 899 0,3 ± 0,8
1 3 P 0	0 + (0 ++ )	?? b0(1P)	9 859 0,44 ± 0,52
1 3 P 1	0 + (1 ++ )	?? b1(1P)	9 892 .76 ± 0.40
1 3 P 2	0 + (2 ++ )	?? b2(1P)	9 912 0,21 ± 0,40
2 1 S 0	0 + (0 −+ )	?? b(2S)
2 3 S 1	0 − (1 −− )	?? (2S)	10 023 0,26 ± 0,31
1 1 D 2	0 + (2 −+ )	?? b2 (1D)
1 3 J 1	0 − (1 −− )	?? (1D)
1 3 D 2	0 − (2 −− )	?? 2 (1D)	10 161 0,1 ± 1,7
1 3 J 3	0 − (3 −− )	?? 3 (1D)
2 1 P 1	0 − (1 +− )	h b(2P)
2 3 P 0	0 + (0 ++ )	?? b0(2P)	10 232 0,5 ± 0,6
2 3 P 1	0 + (1 ++ )	?? b1(2P)	10 255 0,46 ± 0,55
2 3 P 2	0 + (2 ++ )	?? b2(2P)	10 268 0,65 ± 0,55
3 3 S 1	0 − (1 −− )	?? (3S)	10 355 0,2 ± 0,5
3 3 P 1	0 + (1 ++ )	?? b1(3P)	10 513 0,42 ± 0,41 (stat.) ± 0,53 (syst.)
3 3 P 2	0 + (2 ++ )	?? b2(3P)	10 524 .02 ± 0.57 (stat.) ± 0.53 (syst.)
4 3 S 1	0 − (1 −− )	?? (4 S ) ou ?? (10580)	10 579 0,4 ± 1,2
5 3 S 1	0 − (1 −− )	?? (5S) ou ?? (10860)	10 865 ± 8
6 3 S 1	0 − (1 −− )	?? (11020)	11 019 ± 8

Remarques :

[ _* ] Résultats préliminaires. Confirmation nécessaire.

Les
??
(1S) état a été découverte par l' expérience E288 équipe, dirigée par Leon Lederman , au Fermilab en 1977, et a été la première particule contenant un quark à découvrir. Le 21 décembre 2011, le
??
_b2L'état (3P) a été la première particule découverte dans le Grand collisionneur de hadrons ; l'article de découverte a été publié pour la première fois sur arXiv . En Avril 2012, l'expérience DØ de Tevatron a confirmé le résultat dans un article publié dans Physical Review D . Les états J=1 et J=2 ont été résolus pour la première fois par l' expérience CMS en 2018.

Toponium

Le méson thêta devrait être physiquement inobservable, car les quarks top se désintègrent trop rapidement pour former des mésons.

QCD et quarkonium

Le calcul des propriétés des mésons en chromodynamique quantique (QCD) est totalement non perturbatif. En conséquence, la seule méthode générale disponible est un calcul direct utilisant des techniques QCD sur réseau (LQCD). Cependant, pour le quarkonium lourd, d'autres techniques sont également efficaces.

Les quarks légers dans un méson se déplacent à des vitesses relativistes , puisque la masse de l'état lié est beaucoup plus grande que la masse du quark. Cependant, la vitesse du charme et des quarks bottom dans leurs quarkonias respectifs est suffisamment faible pour que les effets relativistes dans ces états soient fortement réduits. On estime que la vitesse, , est d'environ 0,3 fois la vitesse de la lumière pour la charmonia et environ 0,1 fois la vitesse de la lumière pour la bottomonia. Le calcul peut alors être approximé par un développement en puissances de et . Cette technique est appelée QCD non relativiste (NRQCD). ${\displaystyle \mathbf {v} }$${\displaystyle \;{\frac {\mathbf {v} }{\;c\;}}\;}$${\displaystyle \;{\frac {v^{2}}{\;c^{2}\,}}\;}$

NRQCD a également été quantifié en tant que théorie de jauge sur réseau , qui fournit une autre technique pour les calculs LQCD à utiliser. Un bon accord avec les masses de bottomonium a été trouvé, et ceci fournit l'un des meilleurs tests non perturbatifs de LQCD. Pour les masses charmonium l'accord n'est pas aussi bon, mais la communauté LQCD travaille activement à l'amélioration de leurs techniques. Des travaux sont également en cours sur les calculs de propriétés telles que les largeurs d'états de quarkonia et les taux de transition entre les états.

Une technique ancienne, mais toujours efficace, utilise des modèles du potentiel effectif pour calculer les masses d'états du quarkonium. Dans cette technique, on utilise le fait que le mouvement des quarks qui composent l'état du quarkonium est non relativiste pour supposer qu'ils se déplacent dans un potentiel statique, tout comme les modèles non relativistes de l'atome d'hydrogène. L' un des modèles les plus populaires potentiels est le soi-disant Cornell (ou entonnoir ) potentiel :

${\displaystyle V(r)=-{\frac {a}{\;r\;}}+b\,r~}$

où est le rayon effectif de l'état du quarkonium, et sont des paramètres. ${\style d'affichage r}$${\style d'affichage a}$${\style d'affichage b}$

Ce potentiel comporte deux parties. La première partie, , correspond au potentiel induit par l'échange d'un gluon entre le quark et son anti-quark, et est connue sous le nom de partie coulombienne du potentiel, car sa forme est identique au potentiel coulombique bien connu induit par le force électromagnétique. ${\displaystyle \;{\frac {a}{\;r\;}}\;}$${\displaystyle \;{\frac {1}{\;r\;}}\;}$

La deuxième partie, , est connue sous le nom de partie confinement du potentiel, et paramètre les effets non perturbateurs mal compris de la CDQ. Généralement, lors de l'utilisation de cette approche, une forme pratique pour la fonction d'onde des quarks est prise, puis et sont déterminées en ajustant les résultats des calculs aux masses d'états de quarkonium bien mesurés. Des effets relativistes et autres peuvent être incorporés dans cette approche en ajoutant des termes supplémentaires au potentiel, comme cela est fait pour l'atome d'hydrogène modèle en mécanique quantique non relativiste. ${\style d'affichage \;b\,r\;}$${\style d'affichage \;a\;}$${\style d'affichage \;b\;}$

Cette forme a été dérivée de QCD jusqu'à Sumino (2003). Il est populaire car il permet des prédictions précises des paramètres du quarkonium sans un long calcul de réseau, et fournit une séparation entre les effets coulombiens à courte distance et les effets de confinement à longue distance qui peuvent être utiles pour comprendre la force quark / anti-quark générée. par QCD. ${\displaystyle \;{\mathcal {O}}(\Lambda _{\text{QCD}}^{3}\,r^{2})\;}$

Les quarkonia ont été suggérés comme outil de diagnostic de la formation du plasma de quarks et de gluons : à la fois la disparition et l'augmentation de leur formation en fonction du rendement en quarks lourds dans le plasma peuvent se produire.

Voir également

• Règle OZI

Les références