Como vimos en el
capítulo dedicado a la ecuación de Dirac,
esta célebre ecuación relativista predecía la existencia de estados de energía
negativa. La reinterpretación física de estos estados condujo a la predicción
de las antipartículas.
En 1930, Paul Dirac mostró que, si existe una
partícula fundamental con masa (m), espín (s) y ciertos números cuánticos aditivos (como la carga eléctrica o el
número bariónico), debe existir necesariamente otra partícula asociada – su antipartícula – con la misma masa y el
mismo espín, pero con todos los números
cuánticos aditivos asociados a esa partícula de signo opuesto.
La
implicación teórica de Dirac fue confirmada experimentalmente en 1932, cuando
Carl Anderson, estudiando rayos cósmicos mediante una cámara de niebla, detectó
una partícula con la misma masa que el electrón pero con carga positiva. Había
descubierto el antielectrón, hoy
conocido como positrón.
Posteriormente,
el desarrollo de los aceleradores de partículas permitió descubrir otras antipartículas:
1955. El antiprotón (‾𝒑). Está formado por tres
antiquarks (dos antiquarks up y un antiquark
down). Su número bariónico es -1 y su carga eléctrica es -1, valores opuestos a los del protón.
1956. El antineutrón (‾𝒏). Está compuesto por
tres antiquarks (dos antiquarks down y un antiquark up). Su número bariónico es -1,
opuesto al del neutrón, y, al igual que este, no posee carga eléctrica. En este
caso, la diferencia entre el neutrón y el antineutrón no radica en la carga
eléctrica, sino en el número bariónico,
que vale +1 para el neutrón y -1 para el antineutrón.
Los números cuánticos aditivos.
En capítulos anteriores
ya vimos los números cuánticos que describen los estados ligados a sistemas
como el átomo (el principal, el secundario o azimutal, el magnético y el de
espín).
Sin
embargo, tanto en lo relativo a las partículas fundamentales como a las
compuestas, estas se caracterizan por dos grandes tipos de números cuánticos:
los no aditivos o
intrínsecos, como por ejemplo la masa y el espín.
y los aditivos o
cargas, asociados a simetrías fundamentales y a leyes de conservación.
Aquí nos
centraremos en los principales números
cuánticos aditivos relevantes para el estudio de las antipartículas:
Carga eléctrica (Q)
Como vimos en el
capítulo Las simetrías en la física,
la carga eléctrica es una magnitud cuyo valor total permanece constante
a lo largo del tiempo. Es por lo que a esta conservación se la considera una conservación global.
Número bariónico (B)
En el
capítulo La cromodinámica cuántica
vimos que este número cuántico aditivo está asociado a los bariones y se define
como un tercio de la diferencia entre el número de quarks y el número de
antiquarks presentes en un sistema.
No interviene en ninguna simetría gauge conocida en el modelo estándar. Su conservación se
entiende como una conservación global, que puede verse violada en
ciertos procesos.
Número leptónico (L)
Este
número cuántico aditivo está asociado a los leptones y se define como la
diferencia entre el número de leptones y el número de antileptones presentes en
un sistema.
𝑳 = 𝑵leptones ― 𝑵antileptones
Dado que
todos los leptones del modelo estándar
son partículas fundamentales no compuestas, a cada leptón se le asigna número
leptónico L = +1, mientras que a cada antileptón le corresponde L =
-1. Las partículas que no pertenecen a la familia de los leptones, como
los quarks, los bosones gauge o el fotón, tienen número leptónico nulo.
La
diferencia entre leptones y antileptones resulta especialmente útil al analizar
procesos físicos o sistemas con varias partículas.
Este número cuántico tampoco interviene en ninguna simetría gauge
conocida y
su conservación aproximada también
se considera una conservación global.
Cargas de sabor.
Este
concepto es válido para los seis sabores
de quark, aunque solo cuatro de ellos
poseen números cuánticos de sabor con nombre propio: charm, strange, top y bottom. Sus cuatro números cuánticos son:
encanto (C)
extrañeza (S)
topness o verdad
(T)
bottomness o belleza
(B’).
Vemos que
no existe una única carga de sabor,
sino varias, asociadas a los
distintos sabores de quarks.
Las cargas de sabor toman valores opuestos
en quarks y antiquarks. Por ejemplo, un quark strange tiene una carga de
sabor S = +1, mientras que el antiquark strange tiene S = -1.
Estas cargas no están
protegidas por simetrías gauge
independientes, sino que describen propiedades internas de los quarks. Por
ello, su conservación es de tipo global y aproximada, y puede verse
violada en procesos mediados por la interacción débil.
Carga de color.
Los
quarks poseen una sola carga de color.
Aunque haya tres colores (rojo, verde y azul), estos son componentes de una
misma carga asociada a la simetría gauge SU(3) de la interacción fuerte.
Los antiquarks poseen el anticolor
correspondiente (antirrojo, antiverde o antiazul).
La carga de color no es una cantidad que se pueda medir “fuera” de la
interacción fuerte.
Conservación de los números cuánticos aditivos.
En el modelo estándar, durante las
interacciones y los decaimientos de partículas, no se conservan necesariamente
todos los números cuánticos aditivos
de los estados iniciales y finales. Sin embargo, existen diferencias
importantes según el tipo de número cuántico:
Se conservan de manera estricta
aquellos números cuánticos aditivos
asociados a simetrías gauge,
entendida su conservación en el sentido de las interacciones fundamentales:
Carga eléctrica (Q). Su conservación está
especialmente “protegida”: no solo se mantiene de forma global en todos los
procesos conocidos, sino que además está integrada en la estructura misma de la
interacción electromagnética mediante la simetría
gauge U(1).
Carga de color, magnitud relacionada con la interacción
fuerte.
Sin embargo, no se conservan de forma estricta en
todos los procesos los números cuánticos que no están asociados a simetrías gauge, como las cargas de sabor y los números bariónico (B) y leptónico (L) cuando se consideran por
separado.
Lo que sí
se conserva de manera exacta, dentro del modelo
estándar, es la combinación B−L, es decir, la diferencia entre
la suma de los números bariónicos y
la suma de los números leptónicos
permanece constante. Esta propiedad se conoce como la ley de conservación de B−L. En el siguiente capítulo, dedicado a la teoría de la gran unificación,
analizaremos su posible violación.
Los números cuánticos de las antipartículas.
En las antipartículas, mientras los números cuánticos no aditivos (como la
masa o el espín) permanecen invariantes, los números cuánticos aditivos cambian de signo. En los casos en que su
valor es nulo, como la carga eléctrica del neutrón (Q = 0), la inversión
resulta trivial y el valor numérico permanece igual (-Q = 0).
La clave
está en cuántos números cuánticos aditivos tenga la partícula:
Una partícula puede
poseer solo unos pocos, como el
electrón: carga eléctrica y número leptónico.
O varios, como un quark: carga
eléctrica, sabor, color y número bariónico fraccionario.
En las antipartículas cambian todos los números
cuánticos aditivos que existen para esa partícula. Por eso:
En el electrón
cambian q y L.
En el neutrón
cambia B, aunque Q = 0.
En el fotón no
cambia ninguno. Es su propia antipartícula.
Cabe
señalar que algunas partículas neutras, cuyos números cuánticos aditivos totales son nulos, pueden coincidir con
su antipartícula. Por “totales”
entendemos que la suma de todos los números cuánticos aditivos relevantes de la
partícula – como el número bariónico, el número leptónico o las cargas de sabor
– es cero. Además del fotón, este es el caso del bosón Z0, del bosón de Higgs y de ciertos mesones neutros,
como el pión neutro π0,
que veremos en el capítulo Las
partículas fundamentales.
Sin embargo, existen partículas neutras para las
cuales partícula y antipartícula no pueden identificarse de forma inmediata, ya que presentan
otras propiedades físicas que permiten distinguirlas. El ejemplo más relevante
es el de los neutrinos, cuya
naturaleza será analizada con más detalle en un capítulo posterior.
La antimateria.
La antimateria es la extensión del concepto de antipartícula a sistemas compuestos. Está formada por antipartículas unidas entre sí, de
manera análoga a como las partículas ordinarias forman la materia común. Por
ejemplo, un positrón y un antiprotón pueden enlazarse para formar
un átomo de antihidrógeno.
Cuando la
materia y la antimateria entran en
contacto se produce un proceso de aniquilación, en el que ambas se
transforman principalmente en fotones de alta energía (rayos gamma) y, en
algunos casos, en otros pares partícula–antipartícula. No se trata de una
destrucción en sentido estricto, sino de una conversión de masa en energía, de
acuerdo con la relación E = mc2.
La formación de la antimateria tras el Big Bang.
En los primeros
instantes tras el Big Bang, el universo era extremadamente caliente y denso. En
esas condiciones, la energía disponible permitía la creación continua de pares partícula–antipartícula
a partir de fotones de alta energía. Del mismo modo, estos pares se aniquilaban
constantemente, manteniéndose un equilibrio casi perfecto entre materia y
antimateria.
A medida
que el universo se expandió y se enfrió, la producción de nuevos pares dejó de
ser eficiente. La mayor parte de la materia y la antimateria se aniquiló, pero
una ligera asimetría – una pequeñísima diferencia a favor de la materia –
permitió que sobreviviera el exceso de partículas que constituye el universo
actual.
Dónde encontramos antimateria en el universo.
Aunque el universo está
dominado por la materia, la antimateria no es completamente ajena a la
naturaleza. Se produce de forma natural en diversos contextos:
En los rayos cósmicos,
donde colisiones de partículas de alta energía generan positrones y antiprotones.
En ciertos procesos
radiactivos, como la desintegración beta positiva.
En entornos
astrofísicos extremos, como las cercanías de púlsares o agujeros negros.
En laboratorios
terrestres, especialmente en aceleradores de partículas, donde se produce y
estudia antimateria de forma controlada.
Hasta la
fecha, no se han observado grandes estructuras cósmicas formadas por
antimateria.
Bariogénesis. El origen de la asimetría materia–antimateria.
La bariogénesis designa el conjunto de procesos físicos que, en el
universo primitivo, dieron lugar a la asimetría materia–antimateria observada
en la actualidad. Aunque el término hace referencia explícita a los bariones,
este exceso afecta al conjunto de la materia ordinaria, incluidos también los
leptones, ya que ambos sectores están profundamente relacionados a través de
las interacciones fundamentales del modelo
estándar.
Para
que cualquier mecanismo capaz de generar esta asimetría sea posible, deben
cumplirse las llamadas condiciones de Sakharov, formuladas por Andréi
Sakharov en 1967:
La violación de la combinación B−L.
La violación de la simetría CP (la violación de C es entonces implícita).
La existencia de
procesos que se desarrollen fuera del equilibrio térmico.
Estas
condiciones garantizan que pueda generarse un exceso neto de materia sobre
antimateria y que dicho exceso no se anule por reacciones inversas. Constituyen
criterios generales necesarios, pero no describen por sí mismas un mecanismo
dinámico concreto.
Existen
diversos mecanismos teóricos que satisfacen estas condiciones. Entre ellos
destaca la leptogénesis, en la que una asimetría inicial generada en el
sector leptónico se transforma posteriormente, mediante procesos
electrodébiles, en una asimetría bariónica. Este mecanismo está estrechamente
ligado a las propiedades de los neutrinos y será analizado con mayor detalle en
el capítulo Los neutrinos.
La comprensión completa
de la bariogénesis requiere, por
tanto, analizar en profundidad el papel de las simetrías fundamentales y sus
posibles violaciones, así como considerar extensiones del modelo estándar, temas que abordaremos a continuación.
El teorema CPT.
El teorema CPT es una consecuencia fundamental de la teoría cuántica
de campos relativista. Fue establecido en la década de 1950 por Gerhart Lüders
y Res Jost, a partir de ideas previamente anticipadas por Wolfgang Pauli. Este
teorema establece que, en un marco relativista, las leyes fundamentales de la
física son invariantes bajo la transformación combinada de las tres simetrías discretas: conjugación de carga (C), paridad (P) y tiempo (T).
El teorema CPT no es una hipótesis, sino
una consecuencia matemática de la teoría cuántica de campos y de la relatividad
especial. De acuerdo con él, una partícula y su antipartícula deben tener exactamente
la misma masa, el mismo espín y la misma vida media, aunque sus números cuánticos aditivos tengan signo
opuesto.
Hasta la
fecha no se ha observado ninguna violación del teorema CPT, lo que lo
convierte en uno de los pilares más sólidos de la física moderna. Como
consecuencia, si se viola la simetría CP
(carga-paridad), también debe violarse la simetría
T (inversión temporal), de modo que la simetría
CPT se mantenga.
La simetría C.
Ya vimos que la simetría de conjugación de carga (C) es
la que transforma una partícula
en su antipartícula, invirtiendo
el signo de los números cuánticos
aditivos.
Si la simetría C fuese exacta, los procesos
físicos ocurrirían de la misma forma en un universo compuesto exclusivamente de
antimateria que en uno formado por materia. Sin embargo, se sabe
experimentalmente que la simetría C no
es una simetría exacta de la naturaleza, especialmente en las interacciones
débiles.
La simetría CP y su violación.
La simetría CP
es la combinación de las simetrías C y P.
Si esta simetría fuese exacta, las leyes de la física serían idénticas para la
materia y la antimateria cuando se consideran conjuntamente ambas
transformaciones.
Durante
mucho tiempo se pensó que, aunque las simetrías
C y P se violan por separado en
las interacciones débiles, su combinación CP
se conservaría. Sin embargo, en 1964 se descubrió experimentalmente que ciertos
procesos de desintegración de mesones neutros, como los mesones K0,
violan también la simetría CP.
La violación de la simetría CP introduce
una ligera diferencia en la evolución de la materia y la antimateria bajo las
interacciones fundamentales, generando una pequeña preferencia a favor de la
materia. Sin embargo, por sí sola esta violación no sería suficiente para
explicar el predominio observado de la materia en el universo. Modelos teóricos
más amplios, como los propuestos en las teorías
de la gran unificación – que veremos en el siguiente capítulo –
proporcionan mecanismos adicionales que podrían amplificar esta asimetría y dar
cuenta del exceso de materia frente a la antimateria.
Incluso
cuando la simetría CP se viola, el teorema CPT garantiza que las
propiedades fundamentales de las partículas y las antipartículas sigan estando
estrictamente relacionadas.
Conclusión y perspectivas.
El estudio de las antipartículas revela hasta qué punto
las simetrías y los números cuánticos aditivos desempeñan
un papel central en la estructura de la materia. La existencia de una asimetría
entre materia y antimateria, así como la violación de ciertas simetrías
fundamentales, plantea preguntas que el modelo
estándar no logra responder de forma completa. Estas cuestiones apuntan
hacia marcos teóricos más amplios, en los que las distintas interacciones
fundamentales podrían emerger de una simetría más profunda, rota en las
primeras etapas del universo.
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