کوارک

از ویکی‌پدیا، دانشنامهٔ آزاد
پرش به ناوبری پرش به جستجو
فارسیEnglish
کوارک
Quark
ساختار کوارکی پروتون
یک پروتون از دو کوارک بالا و یک کوارک پایین و گلوئونی که واسط بین نیروهاست و آن‌ها را به هم پیوند می‌زند، تشکیل می‌شود. رنگ گوی‌ها قرمز و سبز و آبی است که موازی با بار رنگ هر کوارک باشند. گوی‌های قرمز و آبی برچسب u (مخفف up) دارند و گوی سبd down)
ذرهذره بنیادی
آمارفرمیون
نیروهای بنیادیبرهمکنش هسته‌ای ضعیف٬برهمکنش هسته‌ای قوی٬گرانش٬الکترومغناطیس
نمادq
نظریه‌پردازیموری گل-مان (۱۹۶۴)
جرج زویگ (۱۹۶۴)
کشفآزمایشگاه ملی شتاب‌دهنده اسلاک (~۱۹۶۸)
گونه‌ها(بالا (u), پایین (d), افسون (c), شگفت (s), سر (t)، و ته (b))
بار الکتریکی۱۳e− و ۲۳e+
بار رنگبله
اسپین۱۲

کوارک (به انگلیسی: Quark) (‎/ˈkwɔːrk/‎ or ‎/ˈkwɑːrk/‎)، یک ذره بنیادی و یکی از اجزای پایه‌ای تشکیل‌دهنده ماده است. کوارک‌ها با هم ترکیب می‌شوند تا ذرات مرکبی به نام هادرون را پدیدآورند که پایدارترین آن‌ها پروتون و نوترون، اجزای تشکیل‌دهنده هسته اتم هستند.[۱] به خاطر پدیده‌ای که به حبس رنگ معروف است، کوارک‌ها هیچ‌گاه به صورت انفرادی یافت نمی‌شوند و مستقیماً قابل مشاهده نیستند؛ آن‌ها را فقط می‌توان درون هادرون‌هایی مانند باریون‌ها (که نمونه‌های آن‌ها پروتون و نوترون هستند) و مزون‌ها یافت.[۲][۳] به همین دلیل بیشتر دانش ما از کوارک‌ها از مشاهدات خود هادرون‌ها نتیجه‌گیری شده‌است.

کوارک‌ها ویژگی‌های ذاتی گوناگونی دارند که بار الکتریکی، بار رنگ، اسپین و جرم از جمله این ویژگی‌ها می‌باشند. کوارک تنها ذره بنیادی از مدل استاندارد فیزیک ذرات است که هر چهار برهمکنش بنیادی را تجربه می‌کند. به این برهمکنش‌ها نیروهای بنیادی(الکترومغناطیس، هسته‌ای قوی، هسته‌ای ضعیف، گرانش) نیز گفته می‌شود. همچنین کوارک تنها ذره‌ای است که بار الکتریکی‌اش مضرب صحیحی از بار بنیادی نیست.

شش گونه مختلف از کوارک‌ها وجود دارد که به هریک از آن‌ها یک مزه می‌گویند: بالا، پایین، افسون، شگفت، سر و ته.[۴] کوارک‌های بالا و پایین کوچکترین جرم را در بین کوارک‌ها دارند. کوارک‌های سنگین‌تر طی یک فرایند واپاشی ذره به سرعت به کوارک‌های بالا و پایین تبدیل می‌شوند: تبدیل شدن از حالت جرم بیش‌تر به حالت جرم کم‌تر. به همین علت کوارک‌های بالا و پایین عموماً پایدار می‌باشند و رایج‌ترین کوارک‌ها در جهان می‌باشند، در حالی که کوارک‌های دیگر فقط در برخوردهای پرانرژی (مانندپرتوهای کیهانی و شتاب‌دهنده‌های ذرات) تولید می‌شوند. به ازای هر مزه کوارک یک پادذره متناظر به نام پادکوارک وجود دارد که تنها تفاوت آن با کوارک متناظرش این است که برخی از ویژگی‌های آن اندازه یکسان و علامت مخالف دارند.

مدل کوارک به شکل جداگانه توسط موری گل-مان و جرج زویگ در سال ۱۹۶۴ پیشنهاد شد.[۵] کوارک‌ها به عنوان بخش‌هایی از طرح رده‌بندی هادرون‌ها معرفی شده بود و شواهد کمی بر وجود فیزیکی آن‌ها در دسترس بود تا اینکه آزمایش‌های پراکندگی ناکشسان ژرف در سال ۱۹۶۸ در مرکز شتاب‌دهنده خطی استانفورد انجام شد.[۶][۷] از آزمایش‌های انجام‌شده در شتاب‌دهنده‌ها برای وجود هر شش مزه کوارک، شواهدی به‌دست آمده‌است. آخرین مزه‌ای که کشف شد، کوارک سر بود که در آزمایشگاه فرمی در سال ۱۹۹۵ کشف شد.[۵]

طبقه‌بندی[ویرایش]

جدول چهار در چهار ذرات. ستونها نسل‌های ماده (فرمیون‌ها) و یکی از نیروها (بوزونها) هستند. در سه ستون اول، دو ردیف کوارک و دو ردیف لپتون وجود دارند. دو ردیف اول شامل ' کوارکهای بالا و پایین، کوارکهای افسون و شگفت، کوارکهای سر و ته، و فوتون (γ) و گلوئون (g)، هستند. دو ردیف پایین شامل الکترون نوترینو (ν sub e) و الکترون (e), میون نوترینو (ν sub μ)، میون (μ)، و تاو نوترینو (ν sub τ) و تاو (τ), و Z sup 0 و W sup ± نیروی ضعیف. جرم، بار و اسپین هر ذره نوشته‌شده‌است.
شش تا از ذره‌های مدل استاندارد کوارک هستند (به رنگ بنفش). هر یک از این سه ستون یک نسل را تشکیل می‌دهند.

مدل استاندارد، چارچوب نظری توصیفگر همه ذرات بنیادی شناخته شده کنونی است. این مدل شامل ۶ مزه از کوارک‌ها با نام‌های بالا (u), پایین (d), افسون (c), شگفت (s), سر (t)، و ته (b) می‌باشد.[۴] پادذره‌های کوارک‌ها را پادکوارک می‌نامند که نماد آن‌ها شبیه نماد کوارک متناظرشان است با این تفاوت که یک خط بالای آن قرار می‌گیرد. مثلاً کوارک بالا با u و پادکوارک بالا با u نمایش داده می‌شوند. همانگونه که در مورد پادماده‌ها معمول است، پادکوارک‌ها از نظر میانگین طول عمر و اسپین و جرم با کوارک متناظرشان یکسان هستند، اما بار الکتریکی و بارهای دیگرشان علامت مخالف هم دارند.[۸]

کوارک‌ها ذرات اسپین-۱۲ هستند و در نتیجه بنا بر نظریه اسپین-آمار، فرمیون هستند. کوارک‌ها مشمول اصل طرد پاولی نیز می‌شوند که بیان می‌کند که هیچ دو فرمیون یکسانی نمی‌توانند هم‌زمان با هم یک حالت کوانتومی را اشغال کنند.[۹] این بر خلاف بوزونها (ذراتی با اسپین عدد صحیح) است که هر تعدادی از آن‌ها می‌توانند در یک حالت باشند. بر خلاف لپتونها کوارک‌ها دارای بار رنگ هستند که باعث می‌شود با نیروی هسته‌ای قوی برهمکنش داشته باشند. نیروی جاذبه‌ای که از این طریق میان کوارک‌های مختلف ایجاد می‌شود، باعث به‌وجود آمدن ذرات مرکبی مانند هادرون‌ها می‌شود

کوارک‌هایی که اعداد کوانتومی هادرون‌ها را تعیین می‌کنند، کوارک‌های ظرفیت نامیده می‌شوند. علاوه بر این کوارک‌ها هر هادرونی می‌تواند تعداد نامحدودی کوارک، پادکوارک و گلوئون مجازی داشته‌باشد که روی عدد کوانتومی‌اش تأثیری ندارند.[۱۰] دو خانواده از هادرون‌ها وجود دارد: باریون‌ها که سه کوارک ظرفیت دارند و مزون‌ها با یک کوارک ظرفیت و یک پادکوارک.[۱۱] رایج‌ترین باریون‌ها پروتون و نوترون هستند که هسته اتم را می‌سازند.[۱۲] شمار زیادی از هادرون‌ها شناخته شده‌اند (فهرست باریون‌ها و فهرست مزون‌ها را ببینید). تفاوت بیشتر آن‌ها در محتوای کوارک آن‌ها و ویژگی‌هایی است که کوارک‌های تشکیل‌دهنده به آن‌ها می‌بخشند. وجود هادرون‌های غیرعادی با تعداد کوارک‌های ظرفیت بالاتر مانند تتراکوارک‌ها و پنتاکوارک‌ها مطرح شده[۱۳] اما اثبات نشده‌است،[nb ۱][۱۳][۱۴] اما در ۲۲ تیر ۱۳۹۴، گروه آزمایش زیبایی برخورد دهنده هادرونی بزرگ در سرن نتایجی را گزارش نمود که با حالت‌های پنتاکوارک همخوانی داشت.[۱۵]

فرمیون‌های بنیادی به سه نسل تقسیم می‌شوند که هر نسل شامل دو لپتون و دو کوارک است. نخستین نسل شامل کوارک‌های بالا و پایین است، دومین نسل کوارک‌های شگفت و افسون و سومین نسل کوارک‌های سر و ته می‌شود. تمام جستجوها برای نسل چهارم فرمیون‌ها با شکست روبه‌رو شده‌است.[۱۶] و شواهد غیرمستقیم محکمی وجود دارد که بیشتر از سه نسل فرمیون وجود ندارد.[nb ۲][۱۷] ذرات نسلهای بالاتر معمولاً جرم بیشتر و پایداری کمتری دارند که باعث می‌شود که توسط نیروی هسته‌ای ضعیف به ذرات نسل پایین‌تر واپاشی شوند. تنها کوارک‌های نسل اول یعنی بالاو پایین به‌طور عمومی در طبیعت وجود دارند. کوارک‌های سنگین‌تر ممکن است در برخوردهای پرانرژی (مانند آنهایی که شامل پرتوهای کیهانی هستند) و به سرعت واپاشی می‌شوند. هرچند که گمان می‌رود که در نخستین کسرهای ثانیه پس از مه‌بانگ، وقتی جهان در وضعیت بسیار چگال و داغ (دوره کوارک) بود، وجود داشته‌اند. مطالعات مربوط به کوارکهای سنگین‌تر تحت شرایط ساختگی مانند شتاب‌دهنده‌های ذرات انجام می‌شود.[۱۸]

با داشتن بار الکتریکی، جرم، بار رنگ و مزه، کوارک‌ها تنها ذرات بنیادی هستند که با هر چهار نیروی بنیادی برهمکنش دارند: الکترومغناطیس، گرانش، نیروی هسته‌ای قوی و نیروی هسته‌ای ضعیف.[۱۲] گرانش ضعیف‌تر از آن است که نقش مهمی در برهمکنشهای ذرات منفرد داشته‌باشد، مگر در حدود بالای انرژی (انرژی پلانک) و مقیاسهای فاصله (فاصله پلانک). هرچند که هیچ نظریه گرانش کوانتومی موفقی موجود نیست. مدل استاندارد گرانش را توصیف نمی‌کند. [نیازمند منبع]

تاریخچه[ویرایش]

Half-length portrait of a white-haired man in his seventies talking. A painting of Beethoven is in the background.
موری گل-مان در تد در سال ۲۰۰۷. موری گل-مان و جرج زویگ در سال ۱۹۶۴ مدل کوارک را پیشنهاد دادند.

مدل کوارک به صورت جداگانه توسط دو فیزیکدان مختلف به نام‌های موری گل-مان[۱۹] و جرج زویگ[۲۰][۲۱] در سال ۱۹۶۴ پیشنهاد شد.[۵] این پیشنهاد اندکی پس از فرمولبندی یک سامانه دسته‌بندی ذرات به نام راه هشتگانه یا به بیان فنی‌تر تقارن مزه SU(3) بود که او در سال ۱۹۶۱ را ارائه کرده‌بود.[۲۲] در همان سال فیزیکدان دیگری به نام یووال نیمان نیز طرحی شبیه به راه هشتگانه ارائه داده‌بود.[۲۳][۲۴]

در زمان شکل‌گیری نظری کوارک، باغ‌وحش ذرات در کنار ذرات دیگر، شامل چندین هادرون نیز بود. گل-مان و زویگ ادعا نمودند که اینها ذره نیستند بلکه ترکیبی از کوارک‌ها و پادکوارک‌ها هستند. مدل آن‌ها سه مزه از کوارک را شامل می‌شد، بالا، پایین و شگفت و آن‌ها ویژگی‌هایی مانند اسپین و بار الکتریکی به کوارک‌ها نسبت دادند.[۱۹][۲۰][۲۱] واکنش اولیه جامعه فیزیک به پیشنهاد آمیخته با تردید بود. دودلی ویژه‌ای در این مورد وجود داشت که آیا کوارک‌ها واقعاً به عنوان یک موجودیت فیزیکی وجود دارند یا تنها انتزاعی برای توضیح مفاهیمی هستند که در آن زمان به خوبی فهمیده نشده‌بودند.[۲۵]

در عرض کمتر از یک سال، مدل گسترش‌یافته‌ای از مدل گل-مان-زویگ پیشنهاد شد. شلدون لی گلاشو و جیمز بجورکن وجود مزه چهارمی از کوارک‌ها را پیش‌بینی کردند و آن را افسون نامیدند. دلیل این پیشنهاد آن بود که وجود آن باعث می‌شد توصیف بهتری از نیروی هسته‌ای ضعیف (سازوکاری که به کوارک‌ها اجازه واپاشی می‌دهد) به دست آید و تعداد کوارک‌های شناخته‌شده با تعداد لپتون‌های شناخته‌شده برابر می‌شد و همچنین یک فرمول جرم از آن نتیجه می‌شد که به درستی جرم مزون‌های شناخته‌شده را محاسبه می‌نمود.[۲۶]

در سال ۱۹۶۸، آزمایش‌های پراکندگی ناکشسان ژرف در مرکز شتاب‌دهنده خطی استانفورد (SLAC) نشان داد که پروتون شامل اجسام نقطه‌مانند بسیار کوچکتری است و بنابراین ذره بنیادی محسوب نمی‌شود.[۶][۷][۲۷] فیزیکدانان در آن زمان، تمایل زیادی به اینکه این ذرات ریزتر را به عنوان کوارک بشناسند، نداشتند و در عوض آن را پاترون نامیدند، واژه‌ای که توسط ریچارد فاینمن ابداع شده بود.[۲۸][۲۹][۳۰] اجسامی که در SLAC مشاهده شده‌بودند، بعدها که مزه‌های دیگر کشف شدند، مشخص شد که کوارک‌های بالا و پایین بوده‌اند.[۳۱] با این وجود هنوز واژه پاترون به عنوان یک واژه کلی برای اجزای تشکیل‌دهنده هادرون‌ها (کوارک، پادکوارک و گلوئون) به‌کار می‌رود.

وجود کوارک شگفت به صورت غیرمستقیم توسط آزمایش‌های پخش SLAC تأیید شد: نه تنها یک بخش ضروری از مدل سه کوارکی گل-مان و زویکی بود، بلکه توضیحی نیز برای هادرون‌های کائون (K) و پیون (π) که در سال ۱۹۷۴ در پرتوهای کیهانی کشف شده‌بودند، ارائه می‌داد.[۳۲]

در مقاله‌ای در سال ۱۹۷۰، گلاشو، جان ایلیوپولوس و لوسیانو مایانی استدلال دیگری برای وجود کوارک تا آن زمان کشف‌نشده افسون ارائه دادند.[۳۳][۳۴] در سال ۱۹۷۳، وقتی‌که ماکوتو کوبایاشی و شیهید ماسکاوا متوجه شدند که مشاهدات تجربی نقض سی‌پی[nb ۳][۳۵] را می‌توان با افزودن یک جفت کوارک دیگر توضیح داد، شمار مزه‌های فرضی کوارک به میزان امروزی آن یعنی ۶ رسید. کوارک‌های افسون تقریباً به‌طور هم‌زمان توسط دو تیم جداگانه در نوامبر ۱۹۷۴ تولید شدند؛ یکی در SLAC تحت نظر برتون ریکتر و دیگری در آزمایشگاه ملی بروکهیون تحت نظر ساموئل چائو چونگ تینگ. کوارک‌های افسون در پیوند با پادکوارک افسون در مزون‌ها مشاهده شدند. دو تیم مختلف دو نماد مختلف J و ψ را به مزون کشف شده تخصیص دادند و به این دلیل بود که این مزون به‌طور رسمی مزون جی‌سای (J/ψ) نامیده شد. این کشف بالاخره باعث شد که جامعه فیزیک در مورد اعتبار مدل کوارک، قانع شوند.[۳۰]

در سالهای بعدی شماری از پیشنهادها مطرح شد که مدل کوارک به ۶ کوارک توسعه داده شود. از میان این پیشنهادها مقاله ۱۹۷۵ هایم هراری[۳۶] نخستین نوشته‌ای بود که نامها سر و ته را برای کوارک‌های اضافی ابداع نمود.[۳۷]

در سال ۱۹۷۷ کوارک ته توسط گروهی در آزمایشگاه فرمی با هدایت لئون لدرمن مشاهده شد.[۳۸][۳۹] این رخداد گواه مهمی بر وجود کوارک سر بود: بدون کوارک سر، کوارک ته بدون همراه می‌ماند. هرچند که تا سال ۱۹۹۵ طول کشید تا سرانجام کوارک سر هم توسط گروه‌های CDF[۴۰] و DØ[۴۱] در آزمایشگاه فرمی مشاهده شود.[۵] این کوارک جرمی بسیار بیشتر از آنچه انتظار می‌رفت، داشت[۴۲] و تقریباً هم‌جرم یک اتم طلا بود.[۴۳]

واژه‌شناسی[ویرایش]

تا مدتی گل-مان در مورد نحوه نوشتن واژه‌ای که قصد داشت ابداع کند، دودل بود، تا اینکه واژه quark را در کتاب «شب‌زنده‌داری فینگن‌ها»، نوشته جیمز جویس، پیدا کرد:

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, Finnegans Wake[۴۴]

گل-مان جزئیات بیشتری در مورد نامگذاری کوارک در کتاب خود با نام «کوارک و جگوار» آورده‌است:[۴۵]

در سال ۱۹۶۳، وقتی نام کوارک را برای اجزای بنیادین تشکیل‌دهنده هسته اتم برگزیدم، ابتدا آوای آن در ذهنم بود و املایی برایش در نظر نداشتم و می‌توانست به شکل Kwork نوشته‌شود. سپس در یکی از خوانش‌های گاه‌گدار کتاب «شب‌زنده‌داری فینگن‌ها»، نوشته جیمز جویس، به واژه quark در عبارت "Three quarks for Muster Mark" برخوردم. از آنجا که quark می‌بایست با Mark و همچنین bark هم‌قافیه باشد، باید بهانه‌ای می‌یافتم که آن را به شکل "kwork" تلفظ کنم.

اما کتاب رؤیای می‌فروشی به نام هامفری چیمپدن اییرویکر را نمایش می‌دهد. واژه‌ها در کتاب عموماً هم‌زمان از چند منبع مختلف گرفته‌شده‌اند، مانند واژه‌های تک‌واژ چندوجهی در «آنسوی آینه». هر از گاهی عبارتهایی در کتاب دیده می‌شوند که تا حدودی توسط درخواست‌های نوشیدنی در بار تعیین می‌شوند. من چنین استدلال نمودم که با توجه به این موضوع شاید یکی از منابع مختلف فریاد "Three quarks for Muster Mark" ممکن است "Three quarts for Mister Mark" بوده‌باشد که در این صورت تلفظ kwork خیلی توجیه‌ناپذیر نیست. در هر صورت عدد ۳ کاملاً با شکلی که کوارکها در طبیعت دارند، هماهنگ بود.

زویگ نام ace (آس) را برای ذره‌ای که نظریه‌پردازی کرده‌بود، ترجیح می‌داد اما وقتی مدل کوارک مورد پذیرش همگانی قرار گرفت نام پیشنهادی گل-مان بیشتر مورد توجه قرارگرفت.[۴۶]

نام‌های مزه‌های کوارک‌ها به دلایل مختلفی به آن‌ها داده‌شده‌است. نام کوارک‌های بالا و پایین برگرفته از اجزای بالا و پایین ایزواسپینی است که حمل می‌کنند.[۴۷] کوارک‌های شگفت نامشان را از آنجا گرفته‌اند که کشف شده‌بود این کوارک‌ها اجزای تشکیل‌دهنده ذره‌های شگفتی بودند که در پرتوهای کیهانی سال‌ها قبل از مطرح شدن مدل کوارک، کشف شده‌بودند. این ذره‌ها را از آن جهت شگفت نامیده‌بودند که طول عمر بالایی داشتند.[۴۸] از گلاشو که به همراه بجورکن وجود کوارک افسون را پیشنهاد داده‌بودند، چنین نقل شده‌است که «ما نام سازه‌مان را کوارک افسون گذاشتیم، زیرا ما مسحور و خرسند از تقارنی بودیم که به دنیای زیراتمی می‌آورد»[۴۹] نام‌های ته و سر هم به این دلیل توسط هراری برگزیده شدند که «همراهان منطقی برای کوارک‌های بالا و پایین» هستند.[۳۶][۳۷][۴۸] در گذشته از کوارک‌های سر و ته، گاهی با نام‌های «زیبایی» و «حقیقت» یاد می‌شد اما کم‌کم این نام‌ها از کاربرد خارج شدند.[۵۰] با وجود اینکه نام حقیقت دوام نداشت، مجتمع‌های شتاب‌دهنده اختصاص‌یافته به تولید انبوه کوارک‌های ته را گاهی «کارخانه زیبایی» یا «کارخانه بی» می‌خوانند.[۵۱]

ویژگی‌ها[ویرایش]

بار الکتریکی[ویرایش]

کوارک‌ها مقادیر بار الکتریکیشان کسری از بار بنیادی است، بسته به مزه کوارک، یا ۱۳ یا ۲۳ بار بنیادی (e) است. کوارک‌های بالا، افسون و سر (که به آن‌ها کوارک‌های نوع-بالا هم گفته می‌شود) بار الکتریکی ۲۳e+ دارند، درحالیکه کوارک‌های پایین، شگفت و ته (کوارک‌های نوع-پایین) بار الکتریکی ۱۳e− دارند. پادکوارک‌ها باری مخالف بار کوارک متناظرشان دارند. پادکوارک‌های نوع-بالا بار الکتریکی ۲۳e- و پادکوارک‌های نوع-پایین بار الکتریکی ۱۳e+ دارند. از آنجا که بار الکتریکی یک هادرون مجموع بارهای کوارک‌های تشکیل‌دهنده‌اش است، تمام هادرون‌ها بارهایشان مضرب صحیحی از بار بنیادی است: نتیجه ترکیب سه کوارک (باریون)، سه پادکوارک (پادباریون) یا کوارک و پادکوارک (مزون) این خواهد بود که بار الکتریکی مضرب صحیحی ار بار پایه است.[۵۲] به عنوان مثال، هادرون‌های تشکیل‌دهنده هسته اتم، نوترون و پروتون، به ترتیب بارهایی برابر با ۰e و ۱e+ دارند. نوترون شامل دو کوارک پایین و یک کوارک بالا است و پروتون تشکیل‌شده از دو کوارک بالا و بک کوارک پایین است.[۱۲]

اسپین[ویرایش]

اسپین ویژگی ذاتی ذرات بنیادی است و جهت آن نیز یک درجه آزادی مهم است. گاهی به صورت چرخش یک جسم به دور محور خودش تصویر می‌شود (به همین دلیل به آن اسپین به معنی چرخش می‌گویند)، اما این مفهوم در مقیاسهای زیر اتمی کمی گمراه‌کننده است زیرا این باور وجود دارد که ذرات بنیادی نقطه مانند هستند.[۵۳]

اسپین را گاهی با یک بردار نمایش می‌دهند که طول آن بر حسب یکاهای ثابت پلانک کاهش‌یافته ħ (اِچ بار) اندازه‌گیری می‌شود. برای کوارک‌ها، اندازه‌گیری مولفه تصویر بردار تنها می‌تواند یکی از نتایج ħ/۲+ یا ħ/۲− را به دنبال داشته‌باشد؛ به همین دلیل کوارک‌ها به عنوان ذرات اسپین-۱۲ دسته‌بندی می‌شوند.[۵۴] مولفه اسپین در راستای یک محور دلخواه - به رسم معمول، محور z - اغلب با یک پیکان رو به بالا ↑ برای مقدار ۱۲+ و روبه پایین برای ۱۲−، نمایش داده می‌شود، که بعد از نشانه مزه نوشته می‌شود. مثلاً یک کوارک بالا با اسپین ۱۲+ در راستای محور z با ↑u نشان داده می‌شود.[۵۵]

برهمکنش ضعیف[ویرایش]

یک مزه کوارک تنها از طریق یکی از نیروهای بنیادی به نام برهمکنش هسته‌ای ضعیف است، که می‌تواند به مزه دیگری از کوارک تبدیل شود. با جذب یا انتشار یک بوزون دبلیو، هر کوارک نوع-بالایی (بالا، افسون، سر) می‌تواند به هر یک از کوارک‌های نوع-پایین (پایین، شگفت، ته) تبدیل شود و بالعکس. این سازوکار تغییر مزه سبب فرایند رادیواکتیو واپاشی بتا می‌شود که طی آن یک نوترون(n) به یک پروتون(p)، یک الکترون(e
) و یک الکترون پادنوترینو(ν
e
) تجزیه می‌شود. این فرایند وقتی رخ می‌دهد که یکی از کوارک‌های پایین در نوترون(udd) با انتشار یک بوزون W
مجازی به یک کوارک بالا واپاشی می‌شود و نوترون را به یک پروتون(uud) تبدیل می‌کند. بوزون W
نیز به یک الکترون و یک الکترون پادنوترینو تبدیل می‌شود.[۵۶]

(واپاشی بتا، نمادگذاری هادرونی) p + e
+ ν
e
n
(واپاشی بتا، نمادگذاری کوارکی) uud + e
+ ν
e
udd

هر دو فرایند واپاشی بتا و فرایند معکوس واپاشی بتا به شکل روزمره در کاربردهای پزشکی مانند برش‌نگاری با گسیل پوزیترون (PET) و در آزمایش‌هایی که شامل آشکارسازی نوترینو می‌شود، استفاده می‌شوند. [نیازمند منبع]

Three balls "u", "c", and "t" noted "up-type quarks" stand above three balls "d", "s", "b" noted "down-type quark". The "u", "c", and "t" balls are vertically aligned with the "d", "s", and b" balls respectively. Colored lines connect the "up-type" and "down-type" quarks, with the darkness of the color indicating the strength of the weak interaction between the two; The lines "d" to "u", "c" to "s", and "t" to "b" are dark; The lines "c" to "d" and "s" to "u" are grayish; and the lines "b" to "u", "b" to "c", "t" to "d", and "t" to "s" are almost white.
قدرت نیروهای هسته‌ای ضعیف بین شش کوارک. "میزان پررنگی" خطوط توسط عناصر ماتریس سی‌کی‌ام تعیین میی‌شوند.

اگرچه فرایند تبدیل مزه برای همه کوارکها یکسان است، اما هر کوارکی ترجیح می‌دهد به کوارکی از نسل خودش تبدیل شود. میزان تمایل نسبی به تغییر مزه‌های مختلف توسط یک جدول ریاضی نمایش داده می‌شود، که به ماتریس کابیبو-کوبایاشی-ماسکاوا (ماتریس سی‌کی‌ام) مشهور است. با اعمال عملگر یکانی، مقدار تقریبی درایه‌های ماتریس سی‌کی‌ام به صورت زیر خواهد بود:[۵۷]

که در آن Vij نشان‌دهنده میزان تمایل تبدیل کوارکی از مزه i به مزه j (یا برعکس) است.[nb ۴]

برای لپتونها نیز ماتریس برهمکنش ضعیف معادلی وجود دارد که ماتریس پونته‌کوروو-ماکی-ناکاگاوا-ساکاتا (ماتریس پی‌ام‌ان‌اس) نام دارد.[۵۸] ماتریس‌هاای سی‌کی‌ام و پی‌ام‌ان‌اس به همراه هم تمام تبدیل مزه‌ها را توصیف می‌کنند پیوندهای بین این دو هنوز مشخص نیست.[۵۹]

برهمکنش هسته‌ای قوی و تغییر رنگ[ویرایش]

A green and a magenta ("antigreen") arrow canceling out each other out white, representing a meson; a red, a green, and a blue arrow canceling out to white, representing a baryon; a yellow ("antiblue"), a magenta, and a cyan ("antired") arrow canceling out to white, representing an antibaryon.
بار رنگ کل تمام انواع هادرون‌ها صفر است.
الگوی رنگهای قوی برای سه رنگ از کوارک، سه پارکوارک و ۸ گلوئون.

براساس کرومودینامیک کوانتومی (QCD)، کوارک‌ها ویژگی به نام بار رنگ دارند. سه نوع بار رنک وجود دارد که با برچسب‌های آبی و سبز و قرمز مشخص می‌شوند.[nb ۵] هریک از آن‌ها مکملی به نام پادرنگ دارند (پادآبی، پادسبز، پادقرمز). هر کوارک حامل یک رنگ و هر پادکوارک حامل یک پادرنگ است.[۶۰]

سیستم ربایش و رانش میان کوارک‌هایی که بار رنگ آن‌ها ترکیبات متفاوتی از سه رنگ هستند، نیروی هسته‌ای قوی نام دارد که توسط ذرات حامل نیرو به نام گلوئون منتقل می‌شوند. نظریه‌ای که نیروی هسته‌ای قوی را توصیف می‌کند، کرومودینامیک کوانتومی نام دارد. یک کوارک که رنگ مشخصی دارد، به همراه یک پادکوارک حامل پادرنگ متناظر آن تشکیل یک سیستم ثابت را می‌دهند. نتیجه ربایش میان کوارک‌ها خنثی شدن رنگ است: نتیجه ترکیب یک کوارک با بار رنگ ξ به علاوه یک پادکوارک با بار رنگ ξ-، بار رنگ ۰ (رنگ سفید) و تشکیل مزون است. همچنین به شکل مشابهی ترکیب سه کوارک با رنگهای متفاوت یا سه پادکوارک با پادرنگهای متفاوت باعث تشکیل رنگ سفید و باریون و پادباریون می‌شود.[۶۱]

در فیزیک ذرات نوین، تقارن پیمانه‌ای - نوعی گروه تقارنی - برهمکنش‌های میان ذرات را مرتبط می‌سازد (نظریه پیمانه‌ای را ببینید). رنگ (3)SU، تقارن پیمانه‌ای است که بار رنگ را در کوارک‌ها به هم مرتبط می‌سازد و تقارن تعریف‌کننده کرومودینامیک کوانتومی است.[۶۲] همان‌طور که قوانین فیزیک با تغییر راستای محورهای x و y و z تغییر نمی‌کنند و با چرخش محورهای مختصات همچنان ثابت می‌مانند، فیزیک کرومودینامیک کوانتومی نیز مستقل از جهتی است که برای رنگهای آبی، قرمز و سبز در نظر می‌گیریم. تغییر در رنگهای SU(3)c در فضای رنگی با چرخش محورهای مختصات متناظر است. هر مزهf کوارک که بسته به رنگش، یکی از سه نوع fG, fR یا fB است،[۶۳] تشکیل یک تریپلت را می‌دهد: یک میدان کوانتومی با سه مؤلفه است که تحت SU(3)c تغییر می‌کند.[۶۴]

جرم[ویرایش]

جرمهای کوارک‌های جاری برای هر ۶ مزه کوارک که برای مقایسه به شکل گویهایی نمایش داده شده‌اند که حجمشان متناسب با جرم کوارک مربوطه است. پروتون و الکترون (قرمزرنک) نیز در گوشه پایین سمت چپ برای مقایسه نمایش داده شده‌است.

در مورد جرم کوارک، دو اصطلاح مختلف وجود دارد: جرم کوارک جاری که منظور از آن جرم خود کوارک به تنهایی است؛ و جرم کوارک سازنده که منظور از آن جرم کوارک به علاوه میدان ذره‌ای گلوئون دربرگیرنده کوارک است.[۶۵] مقادیر این دو نوع جرم تفاوت زیادی با هم دارند. بیشتر جرم یک هادرون مربوط به گلوئون‌هایی است که کوارک‌های سازنده را به یکدیگر پیوند می‌دهند، تا خود کوارک. البته گلوئون‌ها ذاتاً بدون جرم هستند، اما حاوی انرژی هستند - انرژی پیوندی کرومودینامیک کوانتومی (QCBE0) - و این انرژی بخش اعظم جرم یک هادرون را می‌سازد. مثلاً یک پروتون تقریباً جرمی برابر با ۹۳۸MeV/c2 است که از این مقدار، تنها ۱۱MeV/c2 آن مربوط به جرم سکون سه کوارک ظرفیت آن می‌شود و باقی آن عمدتاً مربوط به انرژی QCBE گلوئون‌هایش است.[۶۶]

بر طبق مدل استاندارد، جرم ذرات بنیادی ناشی از سازوکار هیگز است که به بوزون هیگز مرتبط است. فیزیکدانان امیدوارند که پژوهشهای بیشتر در مورد دلایل جرم بسیار زیاد کوارک سر (۱۷۳GeV/c2 تقریباً برابر با جرم اتم طلا)[۶۷][۶۸] بتواند دانش موجود را در مورد منشأ جرم کوارک‌ها و سایر ذرات بنیادی ارتقا دهد.[۶۹]

جدول ویژگی‌ها[ویرایش]

ویژگی‌های اصلی همه شش کوارک مختلف در جدول زیر خلاصه شده‌اند. به هریک از مزه‌ها اعداد کوانتومی (ایزواسپین (I3گیرایش ذره(C)، شگفتی (Sفرازینگی (Tفرودینگی (′B)) نسبت داده می‌شود که کیفیت‌های سیستم‌های کوارکی و هادرونها را مشخص می‌کنند. عدد باریونی (B) همه کوارک‌ها ۱۳+ است، زیرا هر باریون از سه کوارک تشکیل می‌شود. بار الکتریکی (Q) و سایر اعداد کوانتومی مزه‌ها (B, I3، C, S، T، و ′B) در پادکوارک‌ها علامت مخالف با مقادیر متناظر در کوارک‌ها دارند. اما علامتهای جرم و اندازه تکانه زاویه‌ای کل (J که در مورد ذرات نقطه‌ای معادل اسپین است) در پادکوارک‌ها تغییر نمی‌کند.

ویژگی‌های مزه‌های مختلف کوارک[۶۷]
نام نماد جرم(MeV/c2)* J B Q (e) I3 C S T B پادذره نماد پادذره
نسل نخست
بالا u ۲٫۳+۰٫۷
−۰٫۵
۱۲ ۱۳+ ۲۳+ ۱۲+ ۰ ۰ ۰ ۰ پادبالا u
پایین d ۴٫۸+۰٫۵
−۰٫۳
۱۲ ۱۳+ ۱۳- ۱۲- ۰ ۰ ۰ ۰ پادپایین d
نسل دوم
افسون c ۱۲۷۵±۲۵ ۱۲ ۱۳+ ۲۳+ ۰ ۱+ ۰ ۰ ۰ پادافسون c
شگفت s ۹۵±۵ ۱۲ ۱۳+ ۱۳ ۰ ۰ ۱- ۰ ۰ پادشگفت s
نسل سوم
سر t ۱۷۳۲۱۰±۵۱۰ ± ۷۱۰ ۱۲ ۱۳+ ۲۳+ ۰ ۰ ۰ ۱+ ۰ پادسر t
ته b ۴۱۸۰±۳۰ ۱۲ ۱۳+ ۱۳ ۰ ۰ ۰ ۰ ۱- پادته b
J = تکانه زاویه‌ای کل، B = عدد باریونی، Q = بار الکتریکی، I3 = ایزواسپین، C = گیرایش ذره، S = شگفتی، T = فرازینگی، ′B = فرودینگی.
* نمادهایی مانند ۴۱۹۰+۱۸۰
−۶۰
نمایشگر عدم قطعیت اندازه‌گیری است. در مورد کوارک سر، عدم قطعیت اول ماهیت آماری دارد و دومی سیستماتیک است.

برهمکنش کوارک‌ها[ویرایش]

چنانچه در کرومودینامیک کوانتومی توصیف می‌شود، برهمکنش قوی میان کوارک‌ها به واسطه بوزونهای پیمانه‌ای بدون جرم برداری، به نام گلوئون جاری می‌شود. هر گلوئون یک بار رنگ و یک بار پادرنگ حمل می‌کند. در چارچوب استاندارد برهمکنش ذرات (که بخشی از یک فرمول‌بندی کلی‌تر به نام نظریه اختلال مستقل از زمان است)، گلوئون‌ها از طریق یک فرایند نشر و جذب مجازی مرتباً میان کوارک‌ها ردوبدل می‌شوند. وقتی گلوئونی از کوارکی به کوارک دیگر منتقل می‌شود، هر دو کوارک تغییر رنگ می‌دهند؛ مثلاً اکر یک کوارک قرمز یک گلوئون قرمز-پادسبز منتشر کند، سبز می‌شود و اگر یک کوارک سبز، یک گلوئون قرمز-پادسبز دریافت کند، قرمز می‌شود. بدین ترتیب در حالی که رنگ هر کوارک پیوسته در حال تغییر است، قانون بقای برهمکنش قوی آن‌ها برقرار است.[۷۰][۷۱][۷۲]

از آنجا که گلوئون‌ها بار رنگ حمل می‌کنند، خودشان نیز می‌توانند گلوئون‌های دیگری منتشر یا جذب کنند. این موضوع سبب آزادی مجانبی می‌شود: وقتی کوارک‌ها به هم نزدیک می‌شوند، نیروی پیوندی کرومودینامیک میان آن‌ها تضعیف می‌شود[۷۳] و به صورت معکوس، وقتی فاصله بین آن‌ها زیاد می‌شود، نیروی پیوندی قوی‌تر می‌گردد. میدان رنگ، همانند کش کشسانی که کشیده شده‌است، دچار استرس می‌شود و گلوئون‌های بیشتری با رنگ مناسب، خودبه‌خود پدید می‌آیند تا میدان را تقویت کنند. وقتی انرژی از حد مشخصی بالاتر می‌رود جفتهای کوارک-پادکوارک پدید می‌آیند. این جفت‌ها با کوارک‌های در حال جدایی پیوند تشکیل می‌دهند تا هادرون‌های جدیدی تشکیل شوند. این پدیده با نام حبس رنگ شناخته می‌شود: کوارک‌ها به صورت منفرد و مجزا یافت نمی‌شوند.[۷۱][۷۴] این فرایند هادرونی‌سازی پیش از آنکه کوارک‌ها که در جریان یک برخورد پرانرژی پدید آمده‌اند، بتوانند هر برهمکنش دیگری انجام دهند، رخ می‌دهد. تنها استثنا کوارک سر است که می‌تواند پیش از هادرونی‌سازی واپاشی شود.[۷۵]

کوارک‌های دریایی[ویرایش]

هادرون‌ها علاوه بر کوارک‌های ظرفیتشان (q
v
) که اعداد کوانتومی آن‌ها را تعیین می‌کنند، شامل جفتهای کوارک-پادکوارکی (qq) به نام کوارک‌های دریایی نیز هستند. کوارک‌های دریایی زمانی شکل می‌گیرند که گلوئونی از میدان رنگ هادرون شکافته شود؛ این فرایند در جهت معکوس نیز کار می‌کند، یعنی فرایند نابودسازی دو کوارک دریایی یک گلوئون تولید می‌کند. نتیجه این می‌شود که جریان پیوسته‌ای از شکافت و پیدایش گلوئون‌ها برقرار می‌شود که اصطلاحاً با نام دریا شناخته می‌شود.[۷۶] پایداری کوارک‌های دریایی به مراتب کمتر از کوارک‌های ظرفیتی است و معمولاً یکدیگر را در درون هادرون نابود می‌کنند. اما با این حال، کوارک‌های دریایی هم می‌توانند تحت شرایط خاصی هادرونی‌سازی شوند و ذرات باریونی یا مزونی تشکیل دهند.[۷۷]

حالت‌های فیزیکی دیگر ماده کوارکی[ویرایش]

Quark–gluon plasma exists at very high temperatures; the hadronic phase exists at lower temperatures and baryonic densities, in particular nuclear matter for relatively low temperatures and intermediate densities; color superconductivity exists at sufficiently low temperatures and high densities.
نمایشی کیفی از نمودار حالت ماده کوارکی. جزئیات دقیق نمودار همچنان مورد پژوهش هستند.[۷۸][۷۹]

تحت شرایط بسیار ویژه، این امکان وجود دارد که کوارک‌ها رها شده و به صورت ذره آزاد یافت شوند. در جریان آزادی مجانبی، برهمکنش قوی در دماهای بالاتر ضعیف‌تر می‌شود. سرانجام پدیده حبس رنگ از بین می‌رود و پلاسمای بسیار داغی از کوارک‌های آزاد در حال حرکت و گلوئون‌ها شکل می‌گیرد، این حالت نظری ماده پلاسمای کوارک-گلوئون نام دارد.[۸۰] شرایط مورد نیاز برای پیدایش این حالت دقیقاً شناخته‌شده نیست و موضوع گمانه‌زنی‌ها و آزمایش‌های فراوانی بوده‌است. برآورد جدیدی، دمای لازم برای آن را (۱٫۹۰±۰٫۰۲)×۱۰۱۲ درجه کلوین تخمین می‌زند.[۸۱] اگرچه این حالت از ماده که در آن کوارک‌ها و گلوئون‌ها کاملاً آزاد باشند، هرگز به‌دست نیامده‌است (علیرغم تلاشهای متعدد توسط سرن در دهه‌های ۱۹۸۰ و ۱۹۹۰)[۸۲] ، از آزمایش‌های اخیر در برخورددهنده یون‌های سنگین نسبیتی شواهدی از وجود یک ماده کوارکی مایع-مانند به دست آمد که حرکت شاره‌ای تقریباً کاملی از خود نشان می‌دهد.[۸۳]

ار ویژگی‌های پلاسمای کوارک-گلوئون این خواهد بود که تعداد جفتهای کوارک‌های سنگین‌تر به نسبت جفتهای کوارک‌های بالا و پایین، افزایش می‌یابد. این باور وجود دارد که تا پیش از ۶-۱۰ ثانیه پس از مه‌بانگ (دوره کوارک) جهان از پلاسمای کوارک-گلوئون تشکیل شده بود و دما بالاتر از آن بود که هادرون‌ها پایدار باشند.[۸۴]

در چگالی‌های باریون به اندازه کافی بالا و دماهای نسبتاً پایین - احتمالاً مانند شرایطی که دریک ستاره نوترونی یافت می‌شود -، انتظار می‌رود که ماده کوارکی به یک مایع فرمی از کوارک‌های با برهمکنش ضعیف تباهیده شود. ویژگی این مایع، میعان جفتهای کوپر کوارکی رنگ‌دار و در نتیجه شکست محلی تقارن SU(3)c است. از آنجا که جفتهای کوارک بار رنگ دارند، چنین حالتی از ماده کوارکی ابررسانای رنگ خواهد بود؛ یعنی بار رنگ می‌تواند در آن بدون هیچ مقاومتی عبور کند.[۸۵]

جستارهای وابسته[ویرایش]

یادداشت‌ها[ویرایش]

  1. در اوایل دهه ۲۰۰۰، گروه‌های متعددی ادعای اثبات وجود تتراکوارک و پنتاکوارک را نمودند. در حالی که وضعیت تتراکوارک‌ها همچنان نامشخص است، همه نامزدهای پیشین پنتاکوارک مشخص شده که وجود ندارند.
  2. شواهد اصلی بر مبنای پهنای رزونانس بوزون Z0
    , نتیجه‌گیری می‌شود که نسل چهارم نوترینوها را محدود به این می‌سازد که جرمی بیش از ~۴۵ GeV/c۲. داشته باشند و این تناقض زیادی با نوترینوهای سه نسل گذشته دارد که جرمهایشان نمی‌تواند از ۲ MeV/c۲ بیشتر باشد.
  3. نقض سی‌پی پدیده‌ای است که سبب می‌شود، وقتی جای چپ و راست با هم عوض می‌شود (تقارن پی) و ذرات با پادذره‌های متناظرشان جایگزین شوند(تقارن سی) برهمکنش هسته‌ای ضعیف رفتار متفاوتی داشته باشد.
  4. احتمال واقعی واپاشی یک کوارک به کوارک دیگر تابع پیچیده‌ای از جرم کوارک در حال واپاشی، جرم محصولات واپاشی و درایه متناظر در ماتریس سی‌کی‌ام است. این احتمال رابطه مستقیمی با مجذور درایه (|Vij|2) از ماتریس سی‌کی‌ام دارد.
  5. بر خلاف نامش بار رنگ هیچ ارتباطی با رنگهای طیف نور مرئی ندارد.

جستارهای وابسته[ویرایش]

  • مارتین، برایان رابرت (۱۳۸۹). مقدمه‌ای بر فیزیک هسته‌ای و ذرات بنیادی. ترجمهٔ نعمت‌اله ریاضی؛ عبدالله محمدی. انتشارات دانشگاه شیراز.
  • گریفیتس، دیوید جفری (۱۳۹۳). مقدمه‌ای بر ذرات بنیادی. نوپردازان. شابک ۹۶۴-۸۱۴۲-۷۱-۸.
  • کاتینگهام، دبلیو. ان.؛ گرین وود (۱۳۹۰). فیزیک ذرات بنیادی. ترجمهٔ محمد فرهاد رحیمی؛ حمید رضا رضازاده. دانش نگار. از پارامتر ناشناخته |نام 2= صرف‌نظر شد (کمک)

منابع[ویرایش]

  1. "Quark (subatomic particle)". Encyclopædia Britannica. Retrieved 2008-06-29.
  2. R. Nave. "Confinement of Quarks". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 2008-06-29.
  3. R. Nave. "Bag Model of Quark Confinement". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 2008-06-29.
  4. ۴٫۰ ۴٫۱ R. Nave. "Quarks". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 2008-06-29.
  5. ۵٫۰ ۵٫۱ ۵٫۲ ۵٫۳ B. Carithers, P. Grannis (1995). "Discovery of the Top Quark" (PDF). Beam Line. SLAC. 25 (3): 4–16. Retrieved 2008-09-23.
  6. ۶٫۰ ۶٫۱ E.D. Bloom; et al. (1969). "High-Energy Inelastic ep Scattering at 6° and 10°". Physical Review Letters. 23 (16): 930–934. Bibcode:1969PhRvL..23..930B. doi:10.1103/PhysRevLett.23.930.
  7. ۷٫۰ ۷٫۱ M. Breidenbach; et al. (1969). "Observed Behavior of Highly Inelastic Electron–Proton Scattering". Physical Review Letters. 23 (16): 935–939. Bibcode:1969PhRvL..23..935B. doi:10.1103/PhysRevLett.23.935.
  8. S.S.M. Wong (1998). Introductory Nuclear Physics (2nd ed.). Wiley Interscience. p. 30. ISBN 0-471-23973-9.
  9. K.A. Peacock (2008). The Quantum Revolution. Greenwood Publishing Group. p. 125. ISBN 0-313-33448-X.
  10. B. Povh, C. Scholz, K. Rith, F. Zetsche (2008). Particles and Nuclei. Springer. p. 98. ISBN 3-540-79367-4.
  11. Section 6.1. in P.C.W. Davies (1979). The Forces of Nature. انتشارات دانشگاه کمبریج. ISBN 0-521-22523-X.
  12. ۱۲٫۰ ۱۲٫۱ ۱۲٫۲ M. Munowitz (2005). Knowing. Oxford University Press. p. 35. ISBN 0-19-516737-6.
  13. ۱۳٫۰ ۱۳٫۱ W. -M. Yao (Particle Data Group); et al. (2006). "Review of Particle Physics: Pentaquark Update" (PDF). Journal of Physics G. 33 (1): 1–1232. arXiv:astro-ph/0601168. Bibcode:2006JPhG...33....1Y. doi:10.1088/0954-3899/33/1/001.
  14. C. Amsler (Particle Data Group); et al. (2008). "Review of Particle Physics: Pentaquarks" (PDF). Physics Letters B. 667 (1): 1–1340. Bibcode:2008PhLB..667....1P. doi:10.1016/j.physletb.2008.07.018.
    C. Amsler (Particle Data Group); et al. (2008). "Review of Particle Physics: New Charmonium-Like States" (PDF). Physics Letters B. 667 (1): 1–1340. Bibcode:2008PhLB..667....1P. doi:10.1016/j.physletb.2008.07.018.
    E.V. Shuryak (2004). The QCD Vacuum, Hadrons and Superdense Matter. World Scientific. p. 59. ISBN 981-238-574-6.
  15. R. Aaij et al. (LHCb collaboration) (2015). "Observation of J/ψp resonances consistent with pentaquark states in Λ0
    b
    →J/ψK
    p
    decays". فیزیکال ریویو لترز. 115 (7). doi:10.1103/PhysRevLett.115.072001.
  16. C. Amsler (Particle Data Group); et al. (2008). "Review of Particle Physics: b′ (4th Generation) Quarks, Searches for" (PDF). Physics Letters B. 667 (1): 1–1340. Bibcode:2008PhLB..667....1P. doi:10.1016/j.physletb.2008.07.018.
    C. Amsler (Particle Data Group); et al. (2008). "Review of Particle Physics: t′ (4th Generation) Quarks, Searches for" (PDF). Physics Letters B. 667 (1): 1–1340. Bibcode:2008PhLB..667....1P. doi:10.1016/j.physletb.2008.07.018.
  17. D. Decamp; Deschizeaux, B.; Lees, J. -P.; Minard, M. -N.; Crespo, J.M.; Delfino, M.; Fernandez, E.; Martinez, M.; et al. (1989). "Determination of the number of light neutrino species". Physics Letters B. 231 (4): 519. Bibcode:1989PhLB..231..519D. doi:10.1016/0370-2693(89)90704-1.
    A. Fisher (1991). "Searching for the Beginning of Time: Cosmic Connection". Popular Science. 238 (4): 70.
    J.D. Barrow (1997) [1994]. "The Singularity and Other Problems". The Origin of the Universe (Reprint ed.). Basic Books. ISBN 978-0-465-05314-8.
  18. D.H. Perkins (2003). Particle Astrophysics. انتشارات دانشگاه آکسفورد. p. 4. ISBN 0-19-850952-9.
  19. ۱۹٫۰ ۱۹٫۱ M. Gell-Mann (1964). "A Schematic Model of Baryons and Mesons". Physics Letters. 8 (3): 214–215. Bibcode:1964PhL.....8..214G. doi:10.1016/S0031-9163(64)92001-3.
  20. ۲۰٫۰ ۲۰٫۱ G. Zweig (1964). "An SU(3) Model for Strong Interaction Symmetry and its Breaking" (PDF). CERN Report No.8182/TH.401.
  21. ۲۱٫۰ ۲۱٫۱ G. Zweig (1964). "An SU(3) Model for Strong Interaction Symmetry and its Breaking: II" (PDF). CERN Report No.8419/TH.412.
  22. M. Gell-Mann (2000) [1964]. "The Eightfold Way: A theory of strong interaction symmetry". In M. Gell-Mann, Y. Ne'eman. The Eightfold Way. Westview Press. p. 11. ISBN 0-7382-0299-1.
    Original: M. Gell-Mann (1961). "The Eightfold Way: A theory of strong interaction symmetry". Synchrotron Laboratory Report CTSL-20. California Institute of Technology.
  23. Y. Ne'eman (2000) [1964]. "Derivation of strong interactions from gauge invariance". In M. Gell-Mann, Y. Ne'eman. The Eightfold Way. Westview Press. ISBN 0-7382-0299-1.
    Original Y. Ne'eman (1961). "Derivation of strong interactions from gauge invariance". Nuclear Physics. 26 (2): 222. Bibcode:1961NucPh..26..222N. doi:10.1016/0029-5582(61)90134-1.
  24. R.C. Olby, G.N. Cantor (1996). Companion to the History of Modern Science. Taylor & Francis. p. 673. ISBN 0-415-14578-3.
  25. A. Pickering (1984). Constructing Quarks. University of Chicago Press. pp. 114–125. ISBN 0-226-66799-5.
  26. B.J. Bjorken, S.L. Glashow; Glashow (1964). "Elementary Particles and SU(4)". Physics Letters. 11 (3): 255–257. Bibcode:1964PhL....11..255B. doi:10.1016/0031-9163(64)90433-0.
  27. J.I. Friedman. "The Road to the Nobel Prize". Hue University. Retrieved 2008-09-29.
  28. R.P. Feynman (1969). "Very High-Energy Collisions of Hadrons". Physical Review Letters. 23 (24): 1415–1417. Bibcode:1969PhRvL..23.1415F. doi:10.1103/PhysRevLett.23.1415.
  29. S. Kretzer; et al. (2004). "CTEQ6 Parton Distributions with Heavy Quark Mass Effects". Physical Review D. 69 (11): 114005. arXiv:hep-ph/0307022. Bibcode:2004PhRvD..69k4005K. doi:10.1103/PhysRevD.69.114005.
  30. ۳۰٫۰ ۳۰٫۱ D.J. Griffiths (1987). Introduction to Elementary Particles. John Wiley & Sons. p. 42. ISBN 0-471-60386-4.
  31. M.E. Peskin, D.V. Schroeder (1995). An introduction to quantum field theory. Addison-Wesley. p. 556. ISBN 0-201-50397-2.
  32. V.V. Ezhela (1996). Particle physics. Springer. p. 2. ISBN 1-56396-642-5.
  33. S.L. Glashow, J. Iliopoulos, L. Maiani; Iliopoulos; Maiani (1970). "Weak Interactions with Lepton–Hadron Symmetry". Physical Review D. 2 (7): 1285–1292. Bibcode:1970PhRvD...2.1285G. doi:10.1103/PhysRevD.2.1285.
  34. D.J. Griffiths (1987). Introduction to Elementary Particles. John Wiley & Sons. p. 44. ISBN 0-471-60386-4.
  35. M. Kobayashi, T. Maskawa; Maskawa (1973). "CP-Violation in the Renormalizable Theory of Weak Interaction". Progress of Theoretical Physics. 49 (2): 652–657. Bibcode:1973PThPh..49..652K. doi:10.1143/PTP.49.652.
  36. ۳۶٫۰ ۳۶٫۱ H. Harari (1975). "A new quark model for hadrons". Physics Letters B. 57B (3): 265. Bibcode:1975PhLB...57..265H. doi:10.1016/0370-2693(75)90072-6.
  37. ۳۷٫۰ ۳۷٫۱ K.W. Staley (2004). The Evidence for the Top Quark. Cambridge University Press. pp. 31–33. ISBN 978-0-521-82710-2.
  38. S.W. Herb; et al. (1977). "Observation of a Dimuon Resonance at 9.5 GeV in 400-GeV Proton-Nucleus Collisions". Physical Review Letters. 39 (5): 252. Bibcode:1977PhRvL..39..252H. doi:10.1103/PhysRevLett.39.252.
  39. M. Bartusiak (1994). A Positron named Priscilla. National Academies Press. p. 245. ISBN 0-309-04893-1.
  40. F. Abe (CDF Collaboration); et al. (1995). "Observation of Top Quark Production in pp Collisions with the Collider Detector at Fermilab". فیزیکال ریویو لترز. 74 (14): 2626–2631. Bibcode:1995PhRvL..74.2626A. doi:10.1103/PhysRevLett.74.2626. PMID 10057978.
  41. S. Abachi ( DØ Collaboration ); et al. (1995). "Search for High Mass Top Quark Production in pp Collisions at s = 1.8 TeV". فیزیکال ریویو لترز. 74 (13): 2422–2426. Bibcode:1995PhRvL..74.2422A. doi:10.1103/PhysRevLett.74.2422.
  42. K.W. Staley (2004). The Evidence for the Top Quark. انتشارات دانشگاه کمبریج. p. 144. ISBN 0-521-82710-8.
  43. "New Precision Measurement of Top Quark Mass". Brookhaven National Laboratory News. 2004. Retrieved 2013-11-03.
  44. J. Joyce (1982) [1939]. Finnegans Wake. کتاب‌های پنگوئن. p. 383. ISBN 0-14-006286-6.
  45. M. Gell-Mann (1995). The Quark and the Jaguar: Adventures in the Simple and the Complex. Henry Holt and Co. p. 180. ISBN 978-0-8050-7253-2.
  46. J. Gleick (1992). Genius: Richard Feynman and modern physics. Little Brown and Company. p. 390. ISBN 0-316-90316-7.
  47. J.J. Sakurai (1994). S.F Tuan, ed. Modern Quantum Mechanics (Revised ed.). Addison-Wesley. p. 376. ISBN 0-201-53929-2.
  48. ۴۸٫۰ ۴۸٫۱ D.H. Perkins (2000). Introduction to high energy physics. Cambridge University Press. p. 8. ISBN 0-521-62196-8.
  49. M. Riordan (1987). The Hunting of the Quark: A True Story of Modern Physics. انتشارات سایمون شوستر. p. 210. ISBN 978-0-671-50466-3.
  50. F. Close (2006). The New Cosmic Onion. CRC Press. p. 133. ISBN 1-58488-798-2.
  51. J.T. Volk; et al. (1987). "Letter of Intent for a Tevatron Beauty Factory" (PDF). Fermilab Proposal #783.
  52. G. Fraser (2006). The New Physics for the Twenty-First Century. انتشارات دانشگاه کمبریج. p. 91. ISBN 0-521-81600-9.
  53. "The Standard Model of Particle Physics". BBC. 2002. Retrieved 2009-04-19.
  54. F. Close (2006). The New Cosmic Onion. CRC Press. pp. 80–90. ISBN 1-58488-798-2.
  55. D. Lincoln (2004). Understanding the Universe. World Scientific. p. 116. ISBN 981-238-705-6.
  56. "Weak Interactions". Virtual Visitor Center. Stanford Linear Accelerator Center. 2008. Retrieved 2008-09-28.
  57. K. Nakamura; et al. (2010). "Review of Particles Physics: The CKM Quark-Mixing Matrix" (PDF). J. Phys. G. 37 (75021): 150.
  58. Z. Maki, M. Nakagawa, S. Sakata (1962). "Remarks on the Unified Model of Elementary Particles". Progress of Theoretical Physics. 28 (5): 870. Bibcode:1962PThPh..28..870M. doi:10.1143/PTP.28.870.
  59. B.C. Chauhan, M. Picariello, J. Pulido, E. Torrente-Lujan (2007). "Quark–lepton complementarity, neutrino and standard model data predict θPMNS
    13
    = ۹°+۱°
    −۲°
    ". European Physical Journal. C50 (3): 573–578. arXiv:hep-ph/0605032. Bibcode:2007EPJC...50..573C. doi:10.1140/epjc/s10052-007-0212-z.
  60. R. Nave. "The Color Force". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 2009-04-26.
  61. B.A. Schumm (2004). Deep Down Things. انتشارات دانشگاه جانز هاپکینز. pp. 131–132. ISBN 0-8018-7971-X. OCLC 55229065.
  62. Part III of M.E. Peskin, D.V. Schroeder (1995). An Introduction to Quantum Field Theory. Addison-Wesley. ISBN 0-201-50397-2.
  63. V. Icke (1995). The force of symmetry. Cambridge University Press. p. 216. ISBN 0-521-45591-X.
  64. M.Y. Han (2004). A story of light. World Scientific. p. 78. ISBN 981-256-034-3.
  65. A. Watson (2004). The Quantum Quark. Cambridge University Press. pp. 285–286. ISBN 0-521-82907-0.
  66. W. Weise, A.M. Green (1984). Quarks and Nuclei. World Scientific. pp. 65–66. ISBN 9971-966-61-1.
  67. ۶۷٫۰ ۶۷٫۱ K.A. Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38, 090001 (2014) (URL: http://pdg.lbl.gov)
  68. D. McMahon (2008). Quantum Field Theory Demystified. McGraw–Hill. p. 17. ISBN 0-07-154382-1.
  69. S.G. Roth (2007). Precision electroweak physics at electron–positron colliders. Springer. p. VI. ISBN 3-540-35164-7.
  70. R.P. Feynman (1985). QED: The Strange Theory of Light and Matter (1st ed.). انتشارات دانشگاه پرینستون. pp. 136–137. ISBN 0-691-08388-6.
  71. ۷۱٫۰ ۷۱٫۱ M. Veltman (2003). Facts and Mysteries in Elementary Particle Physics. World Scientific. pp. 45–47. ISBN 981-238-149-X. خطای یادکرد: برچسب <ref> نامعتبر؛ نام «Veltman» چندین بار با محتوای متفاوت تعریف شده‌است. (صفحهٔ راهنما را مطالعه کنید.).
  72. F. Wilczek, B. Devine (2006). Fantastic Realities. World Scientific. p. 85. ISBN 981-256-649-X.
  73. F. Wilczek, B. Devine (2006). Fantastic Realities. World Scientific. pp. 400ff. ISBN 981-256-649-X.
  74. T. Yulsman (2002). Origin. انتشارات سی‌آرسی. p. 55. ISBN 0-7503-0765-X.
  75. F. Garberson (2008). "Top Quark Mass and Cross Section Results from the Tevatron". arXiv:0808.0273 [hep-ex].
  76. J. Steinberger (2005). Learning about Particles. Springer. p. 130. ISBN 3-540-21329-5.
  77. C. -Y. Wong (1994). Introduction to High-energy Heavy-ion Collisions. World Scientific. p. 149. ISBN 981-02-0263-6.
  78. S.B. Rüester, V. Werth, M. Buballa, I.A. Shovkovy, D.H. Rischke; Werth; Buballa; Shovkovy; Rischke (2005). "The phase diagram of neutral quark matter: Self-consistent treatment of quark masses". Physical Review D. 72 (3): 034003. arXiv:hep-ph/0503184. Bibcode:2005PhRvD..72c4004R. doi:10.1103/PhysRevD.72.034004.
  79. M.G. Alford, K. Rajagopal, T. Schaefer, A. Schmitt; Schmitt; Rajagopal; Schäfer (2008). "Color superconductivity in dense quark matter". Reviews of Modern Physics. 80 (4): 1455–1515. arXiv:0709.4635. Bibcode:2008RvMP...80.1455A. doi:10.1103/RevModPhys.80.1455.
  80. S. Mrowczynski (1998). "Quark–Gluon Plasma". Acta Physica Polonica B. 29: 3711. arXiv:nucl-th/9905005. Bibcode:1998AcPPB..29.3711M.
  81. Z. Fodor, S.D. Katz; Katz (2004). "Critical point of QCD at finite T and μ, lattice results for physical quark masses". Journal of High Energy Physics. 2004 (4): 50. arXiv:hep-lat/0402006. Bibcode:2004JHEP...04..050F. doi:10.1088/1126-6708/2004/04/050.
  82. U. Heinz, M. Jacob (2000). "Evidence for a New State of Matter: An Assessment of the Results from the CERN Lead Beam Programme". arXiv:nucl-th/0002042.
  83. "RHIC Scientists Serve Up "Perfect" Liquid". Brookhaven National Laboratory News. 2005. Retrieved 2009-05-22.
  84. T. Yulsman (2002). Origins: The Quest for Our Cosmic Roots. CRC Press. p. 75. ISBN 0-7503-0765-X.
  85. A. Sedrakian, J.W. Clark, M.G. Alford (2007). Pairing in fermionic systems. World Scientific. pp. 2–3. ISBN 981-256-907-3.

Quark
Three colored balls (symbolizing quarks) connected pairwise by springs (symbolizing gluons), all inside a gray circle (symbolizing a proton). The colors of the balls are red, green, and blue, to parallel each quark's color charge. The red and blue balls are labeled "u" (for "up" quark) and the green one is labeled "d" (for "down" quark).
A proton is composed of two up quarks, one down quark, and the gluons that mediate the forces "binding" them together. The color assignment of individual quarks is arbitrary, but all three colors must be present.
CompositionElementary particle
StatisticsFermionic
Generation1st, 2nd, 3rd
InteractionsElectromagnetism, gravitation, strong, weak
Symbol
q
AntiparticleAntiquark (
q
)
Theorized
DiscoveredSLAC (c. 1968)
Types6 (up, down, strange, charm, bottom, and top)
Electric charge+​23 e, −​13 e
Color chargeYes
Spin12
Baryon number13

A quark (/kwɔːrk, kwɑːrk/) is a type of elementary particle and a fundamental constituent of matter. Quarks combine to form composite particles called hadrons, the most stable of which are protons and neutrons, the components of atomic nuclei.[1] Due to a phenomenon known as color confinement, quarks are never directly observed or found in isolation; they can be found only within hadrons, which include baryons (such as protons and neutrons) and mesons.[2][3] For this reason, much of what is known about quarks has been drawn from observations of hadrons.

Quarks have various intrinsic properties, including electric charge, mass, color charge, and spin. They are the only elementary particles in the Standard Model of particle physics to experience all four fundamental interactions, also known as fundamental forces (electromagnetism, gravitation, strong interaction, and weak interaction), as well as the only known particles whose electric charges are not integer multiples of the elementary charge.

There are six types, known as flavors, of quarks: up, down, strange, charm, bottom, and top.[4] Up and down quarks have the lowest masses of all quarks. The heavier quarks rapidly change into up and down quarks through a process of particle decay: the transformation from a higher mass state to a lower mass state. Because of this, up and down quarks are generally stable and the most common in the universe, whereas strange, charm, bottom, and top quarks can only be produced in high energy collisions (such as those involving cosmic rays and in particle accelerators). For every quark flavor there is a corresponding type of antiparticle, known as an antiquark, that differs from the quark only in that some of its properties (such as the electric charge) have equal magnitude but opposite sign.

The quark model was independently proposed by physicists Murray Gell-Mann and George Zweig in 1964.[5] Quarks were introduced as parts of an ordering scheme for hadrons, and there was little evidence for their physical existence until deep inelastic scattering experiments at the Stanford Linear Accelerator Center in 1968.[6][7] Accelerator experiments have provided evidence for all six flavors. The top quark, first observed at Fermilab in 1995, was the last to be discovered.[5]

Classification

A four-by-four table of particles. Columns are three generations of matter (fermions) and one of forces (bosons). In the first three columns, two rows contain quarks and two leptons. The top two rows' columns contain up (u) and down (d) quarks, charm (c) and strange (s) quarks, top (t) and bottom (b) quarks, and photon (γ) and gluon (g), respectively. The bottom two rows' columns contain electron neutrino (ν sub e) and electron (e), muon neutrino (ν sub μ) and muon (μ), and tau neutrino (ν sub τ) and tau (τ), and Z sup 0 and W sup ± weak force. Mass, charge, and spin are listed for each particle.
Six of the particles in the Standard Model are quarks (shown in purple). Each of the first three columns forms a generation of matter.

The Standard Model is the theoretical framework describing all the currently known elementary particles. This model contains six flavors of quarks (
q
), named up (
u
), down (
d
), strange (
s
), charm (
c
), bottom (
b
), and top (
t
).[4] Antiparticles of quarks are called antiquarks, and are denoted by a bar over the symbol for the corresponding quark, such as
u
for an up antiquark. As with antimatter in general, antiquarks have the same mass, mean lifetime, and spin as their respective quarks, but the electric charge and other charges have the opposite sign.[8]

Quarks are spin-​12 particles, implying that they are fermions according to the spin–statistics theorem. They are subject to the Pauli exclusion principle, which states that no two identical fermions can simultaneously occupy the same quantum state. This is in contrast to bosons (particles with integer spin), of which any number can be in the same state.[9] Unlike leptons, quarks possess color charge, which causes them to engage in the strong interaction. The resulting attraction between different quarks causes the formation of composite particles known as hadrons (see "Strong interaction and color charge" below).

The quarks that determine the quantum numbers of hadrons are called valence quarks; apart from these, any hadron may contain an indefinite number of virtual "sea" quarks, antiquarks, and gluons, which do not influence its quantum numbers.[10] There are two families of hadrons: baryons, with three valence quarks, and mesons, with a valence quark and an antiquark.[11] The most common baryons are the proton and the neutron, the building blocks of the atomic nucleus.[12] A great number of hadrons are known (see list of baryons and list of mesons), most of them differentiated by their quark content and the properties these constituent quarks confer. The existence of "exotic" hadrons with more valence quarks, such as tetraquarks (
q

q

q

q
) and pentaquarks (
q

q

q

q

q
), was conjectured from the beginnings of the quark model[13] but not discovered until the early 21st century.[14][15][16][17]

Elementary fermions are grouped into three generations, each comprising two leptons and two quarks. The first generation includes up and down quarks, the second strange and charm quarks, and the third bottom and top quarks. All searches for a fourth generation of quarks and other elementary fermions have failed,[18][19] and there is strong indirect evidence that no more than three generations exist.[nb 1][20][21][22] Particles in higher generations generally have greater mass and less stability, causing them to decay into lower-generation particles by means of weak interactions. Only first-generation (up and down) quarks occur commonly in nature. Heavier quarks can only be created in high-energy collisions (such as in those involving cosmic rays), and decay quickly; however, they are thought to have been present during the first fractions of a second after the Big Bang, when the universe was in an extremely hot and dense phase (the quark epoch). Studies of heavier quarks are conducted in artificially created conditions, such as in particle accelerators.[23]

Having electric charge, mass, color charge, and flavor, quarks are the only known elementary particles that engage in all four fundamental interactions of contemporary physics: electromagnetism, gravitation, strong interaction, and weak interaction.[12] Gravitation is too weak to be relevant to individual particle interactions except at extremes of energy (Planck energy) and distance scales (Planck distance). However, since no successful quantum theory of gravity exists, gravitation is not described by the Standard Model.

See the table of properties below for a more complete overview of the six quark flavors' properties.

History

Murray Gell-Mann
George Zweig

The quark model was independently proposed by physicists Murray Gell-Mann[24] and George Zweig[25][26] in 1964.[5] The proposal came shortly after Gell-Mann's 1961 formulation of a particle classification system known as the Eightfold Way—or, in more technical terms, SU(3) flavor symmetry, streamlining its structure.[27] Physicist Yuval Ne'eman had independently developed a scheme similar to the Eightfold Way in the same year.[28][29] An early attempt at constituent organization was available in the Sakata model.

At the time of the quark theory's inception, the "particle zoo" included, among other particles, a multitude of hadrons. Gell-Mann and Zweig posited that they were not elementary particles, but were instead composed of combinations of quarks and antiquarks. Their model involved three flavors of quarks, up, down, and strange, to which they ascribed properties such as spin and electric charge.[24][25][26] The initial reaction of the physics community to the proposal was mixed. There was particular contention about whether the quark was a physical entity or a mere abstraction used to explain concepts that were not fully understood at the time.[30]

In less than a year, extensions to the Gell-Mann–Zweig model were proposed. Sheldon Lee Glashow and James Bjorken predicted the existence of a fourth flavor of quark, which they called charm. The addition was proposed because it allowed for a better description of the weak interaction (the mechanism that allows quarks to decay), equalized the number of known quarks with the number of known leptons, and implied a mass formula that correctly reproduced the masses of the known mesons.[31]

In 1968, deep inelastic scattering experiments at the Stanford Linear Accelerator Center (SLAC) showed that the proton contained much smaller, point-like objects and was therefore not an elementary particle.[6][7][32] Physicists were reluctant to firmly identify these objects with quarks at the time, instead calling them "partons"—a term coined by Richard Feynman.[33][34][35] The objects that were observed at SLAC would later be identified as up and down quarks as the other flavors were discovered.[36] Nevertheless, "parton" remains in use as a collective term for the constituents of hadrons (quarks, antiquarks, and gluons).

Photo of bubble chamber tracks next to diagram of same tracks. A neutrino (unseen in photo) enters from below and collides with a proton, producing a negatively charged muon, three positively charged pions, and one negatively charged pion, as well as a neutral lambda baryon (unseen in photograph). The lambda baryon then decays into a proton and a negative pion, producing a "V" pattern.
Photograph of the event that led to the discovery of the
Σ++
c
baryon
, at the Brookhaven National Laboratory in 1974

The strange quark's existence was indirectly validated by SLAC's scattering experiments: not only was it a necessary component of Gell-Mann and Zweig's three-quark model, but it provided an explanation for the kaon (
K
) and pion (
π
) hadrons discovered in cosmic rays in 1947.[37]

In a 1970 paper, Glashow, John Iliopoulos and Luciano Maiani presented the so-called GIM mechanism to explain the experimental non-observation of flavor-changing neutral currents. This theoretical model required the existence of the as-yet undiscovered charm quark.[38][39] The number of supposed quark flavors grew to the current six in 1973, when Makoto Kobayashi and Toshihide Maskawa noted that the experimental observation of CP violation[nb 2][40] could be explained if there were another pair of quarks.

Charm quarks were produced almost simultaneously by two teams in November 1974 (see November Revolution)—one at SLAC under Burton Richter, and one at Brookhaven National Laboratory under Samuel Ting. The charm quarks were observed bound with charm antiquarks in mesons. The two parties had assigned the discovered meson two different symbols, J and ψ; thus, it became formally known as the
J/ψ
meson
. The discovery finally convinced the physics community of the quark model's validity.[35]

In the following years a number of suggestions appeared for extending the quark model to six quarks. Of these, the 1975 paper by Haim Harari[41] was the first to coin the terms top and bottom for the additional quarks.[42]

In 1977, the bottom quark was observed by a team at Fermilab led by Leon Lederman.[43][44] This was a strong indicator of the top quark's existence: without the top quark, the bottom quark would have been without a partner. However, it was not until 1995 that the top quark was finally observed, also by the CDF[45] and [46] teams at Fermilab.[5] It had a mass much larger than had been previously expected,[47] almost as large as that of a gold atom.[48]

Etymology

For some time, Gell-Mann was undecided on an actual spelling for the term he intended to coin, until he found the word quark in James Joyce's book Finnegans Wake:[49]

– Three quarks for Muster Mark!
Sure he hasn't got much of a bark
And sure any he has it's all beside the mark.

The word quark itself is a Slavic borrowing in German and denotes a dairy product,[50] but is also a colloquial term for ″rubbish″.[51][52] Gell-Mann went into further detail regarding the name of the quark in his book The Quark and the Jaguar:[53]

In 1963, when I assigned the name "quark" to the fundamental constituents of the nucleon, I had the sound first, without the spelling, which could have been "kwork". Then, in one of my occasional perusals of Finnegans Wake, by James Joyce, I came across the word "quark" in the phrase "Three quarks for Muster Mark". Since "quark" (meaning, for one thing, the cry of the gull) was clearly intended to rhyme with "Mark", as well as "bark" and other such words, I had to find an excuse to pronounce it as "kwork". But the book represents the dream of a publican named Humphrey Chimpden Earwicker. Words in the text are typically drawn from several sources at once, like the "portmanteau" words in Through the Looking-Glass. From time to time, phrases occur in the book that are partially determined by calls for drinks at the bar. I argued, therefore, that perhaps one of the multiple sources of the cry "Three quarks for Muster Mark" might be "Three quarts for Mister Mark", in which case the pronunciation "kwork" would not be totally unjustified. In any case, the number three fitted perfectly the way quarks occur in nature.

Zweig preferred the name ace for the particle he had theorized, but Gell-Mann's terminology came to prominence once the quark model had been commonly accepted.[54]

The quark flavors were given their names for several reasons. The up and down quarks are named after the up and down components of isospin, which they carry.[55] Strange quarks were given their name because they were discovered to be components of the strange particles discovered in cosmic rays years before the quark model was proposed; these particles were deemed "strange" because they had unusually long lifetimes.[56] Glashow, who co-proposed charm quark with Bjorken, is quoted as saying, "We called our construct the 'charmed quark', for we were fascinated and pleased by the symmetry it brought to the subnuclear world."[57] The names "bottom" and "top", coined by Harari, were chosen because they are "logical partners for up and down quarks".[41][42][56] In the past, bottom and top quarks were sometimes referred to as "beauty" and "truth" respectively,[nb 3] but these names have somewhat fallen out of use.[61] While "truth" never did catch on, accelerator complexes devoted to massive production of bottom quarks are sometimes called "beauty factories".[62]

Properties

Electric charge

Quarks have fractional electric charge values – either (−​13) or (+​23) times the elementary charge (e), depending on flavor. Up, charm, and top quarks (collectively referred to as up-type quarks) have a charge of +​23 e, while down, strange, and bottom quarks (down-type quarks) have −​13 e. Antiquarks have the opposite charge to their corresponding quarks; up-type antiquarks have charges of −​23 e and down-type antiquarks have charges of +​13 e. Since the electric charge of a hadron is the sum of the charges of the constituent quarks, all hadrons have integer charges: the combination of three quarks (baryons), three antiquarks (antibaryons), or a quark and an antiquark (mesons) always results in integer charges.[63] For example, the hadron constituents of atomic nuclei, neutrons and protons, have charges of 0 e and +1 e respectively; the neutron is composed of two down quarks and one up quark, and the proton of two up quarks and one down quark.[12]

Spin

Spin is an intrinsic property of elementary particles, and its direction is an important degree of freedom. It is sometimes visualized as the rotation of an object around its own axis (hence the name "spin"), though this notion is somewhat misguided at subatomic scales because elementary particles are believed to be point-like.[64]

Spin can be represented by a vector whose length is measured in units of the reduced Planck constant ħ (pronounced "h bar"). For quarks, a measurement of the spin vector component along any axis can only yield the values +ħ/2 or −ħ/2; for this reason quarks are classified as spin-​12 particles.[65] The component of spin along a given axis – by convention the z axis – is often denoted by an up arrow ↑ for the value +​12 and down arrow ↓ for the value −​12, placed after the symbol for flavor. For example, an up quark with a spin of +​12 along the z axis is denoted by u↑.[66]

Weak interaction

A tree diagram consisting mostly of straight arrows. A down quark forks into an up quark and a wavy-arrow W[superscript minus] boson, the latter forking into an electron and reversed-arrow electron antineutrino.
Feynman diagram of beta decay with time flowing upwards. The CKM matrix (discussed below) encodes the probability of this and other quark decays.

A quark of one flavor can transform into a quark of another flavor only through the weak interaction, one of the four fundamental interactions in particle physics. By absorbing or emitting a W boson, any up-type quark (up, charm, and top quarks) can change into any down-type quark (down, strange, and bottom quarks) and vice versa. This flavor transformation mechanism causes the radioactive process of beta decay, in which a neutron (
n
) "splits" into a proton (
p
), an electron (
e
) and an electron antineutrino (
ν
e
) (see picture). This occurs when one of the down quarks in the neutron (
u

d

d
) decays into an up quark by emitting a virtual
W
boson, transforming the neutron into a proton (
u

u

d
). The
W
boson then decays into an electron and an electron antineutrino.[67]

 
n
 
p
+
e
+
ν
e
(Beta decay, hadron notation)

u

d

d

u

u

d
+
e
+
ν
e
(Beta decay, quark notation)

Both beta decay and the inverse process of inverse beta decay are routinely used in medical applications such as positron emission tomography (PET) and in experiments involving neutrino detection.

Three balls "u", "c", and "t" noted "up-type quarks" stand above three balls "d", "s", "b" noted "down-type quark". The "u", "c", and "t" balls are vertically aligned with the "d", "s", and b" balls respectively. Colored lines connect the "up-type" and "down-type" quarks, with the darkness of the color indicating the strength of the weak interaction between the two; The lines "d" to "u", "c" to "s", and "t" to "b" are dark; The lines "c" to "d" and "s" to "u" are grayish; and the lines "b" to "u", "b" to "c", "t" to "d", and "t" to "s" are almost white.
The strengths of the weak interactions between the six quarks. The "intensities" of the lines are determined by the elements of the CKM matrix.

While the process of flavor transformation is the same for all quarks, each quark has a preference to transform into the quark of its own generation. The relative tendencies of all flavor transformations are described by a mathematical table, called the Cabibbo–Kobayashi–Maskawa matrix (CKM matrix). Enforcing unitarity, the approximate magnitudes of the entries of the CKM matrix are:[68]

where Vij represents the tendency of a quark of flavor i to change into a quark of flavor j (or vice versa).[nb 4]

There exists an equivalent weak interaction matrix for leptons (right side of the W boson on the above beta decay diagram), called the Pontecorvo–Maki–Nakagawa–Sakata matrix (PMNS matrix).[69] Together, the CKM and PMNS matrices describe all flavor transformations, but the links between the two are not yet clear.[70]

Strong interaction and color charge

A green and a magenta ("antigreen") arrow canceling out each other out white, representing a meson; a red, a green, and a blue arrow canceling out to white, representing a baryon; a yellow ("antiblue"), a magenta, and a cyan ("antired") arrow canceling out to white, representing an antibaryon.
All types of hadrons have zero total color charge.
The pattern of strong charges for the three colors of quark, three antiquarks, and eight gluons (with two of zero charge overlapping).

According to quantum chromodynamics (QCD), quarks possess a property called color charge. There are three types of color charge, arbitrarily labeled blue, green, and red.[nb 5] Each of them is complemented by an anticolor – antiblue, antigreen, and antired. Every quark carries a color, while every antiquark carries an anticolor.[71]

The system of attraction and repulsion between quarks charged with different combinations of the three colors is called strong interaction, which is mediated by force carrying particles known as gluons; this is discussed at length below. The theory that describes strong interactions is called quantum chromodynamics (QCD). A quark, which will have a single color value, can form a bound system with an antiquark carrying the corresponding anticolor. The result of two attracting quarks will be color neutrality: a quark with color charge ξ plus an antiquark with color charge −ξ will result in a color charge of 0 (or "white" color) and the formation of a meson. This is analogous to the additive color model in basic optics. Similarly, the combination of three quarks, each with different color charges, or three antiquarks, each with anticolor charges, will result in the same "white" color charge and the formation of a baryon or antibaryon.[72]

In modern particle physics, gauge symmetries – a kind of symmetry group – relate interactions between particles (see gauge theories). Color SU(3) (commonly abbreviated to SU(3)c) is the gauge symmetry that relates the color charge in quarks and is the defining symmetry for quantum chromodynamics.[73] Just as the laws of physics are independent of which directions in space are designated x, y, and z, and remain unchanged if the coordinate axes are rotated to a new orientation, the physics of quantum chromodynamics is independent of which directions in three-dimensional color space are identified as blue, red, and green. SU(3)c color transformations correspond to "rotations" in color space (which, mathematically speaking, is a complex space). Every quark flavor f, each with subtypes fB, fG, fR corresponding to the quark colors,[74] forms a triplet: a three-component quantum field that transforms under the fundamental representation of SU(3)c.[75] The requirement that SU(3)c should be local – that is, that its transformations be allowed to vary with space and time – determines the properties of the strong interaction. In particular, it implies the existence of eight gluon types to act as its force carriers.[73][76]

Mass

Current quark masses for all six flavors in comparison, as balls of proportional volumes. Proton (gray) and electron (red) are shown in bottom left corner for scale

Two terms are used in referring to a quark's mass: current quark mass refers to the mass of a quark by itself, while constituent quark mass refers to the current quark mass plus the mass of the gluon particle field surrounding the quark.[77] These masses typically have very different values. Most of a hadron's mass comes from the gluons that bind the constituent quarks together, rather than from the quarks themselves. While gluons are inherently massless, they possess energy – more specifically, quantum chromodynamics binding energy (QCBE) – and it is this that contributes so greatly to the overall mass of the hadron (see mass in special relativity). For example, a proton has a mass of approximately 938 MeV/c2, of which the rest mass of its three valence quarks only contributes about 9 MeV/c2; much of the remainder can be attributed to the field energy of the gluons.[78][79] See Chiral symmetry breaking. The Standard Model posits that elementary particles derive their masses from the Higgs mechanism, which is associated to the Higgs boson. It is hoped that further research into the reasons for the top quark's large mass of ~173 GeV/c2, almost the mass of a gold atom,[78][80] might reveal more about the origin of the mass of quarks and other elementary particles.[81]

Size

In QCD, quarks are considered to be point-like entities, with zero size. As of 2014, experimental evidence indicates they are no bigger than 10−4 times the size of a proton, i.e. less than 10−19 metres.[82]

Table of properties

The following table summarizes the key properties of the six quarks. Flavor quantum numbers (isospin (I3), charm (C), strangeness (S, not to be confused with spin), topness (T), and bottomness (B′)) are assigned to certain quark flavors, and denote qualities of quark-based systems and hadrons. The baryon number (B) is +​13 for all quarks, as baryons are made of three quarks. For antiquarks, the electric charge (Q) and all flavor quantum numbers (B, I3, C, S, T, and B′) are of opposite sign. Mass and total angular momentum (J; equal to spin for point particles) do not change sign for the antiquarks.

Quark flavor properties[78]
Particle Mass (MeV/c2)* J B Q (e) I3 C S T B′ Antiparticle
Name Symbol Name Symbol
First generation
up
u
2.3±0.7 ± 0.5 12 +​13 +​23 +​12 0 0 0 0 antiup
u
down
d
4.8±0.5 ± 0.3 12 +​13 −​13 −​12 0 0 0 0 antidown
d
Second generation
charm
c
1275±25 12 +​13 +​23 0 +1 0 0 0 anticharm
c
strange
s
95±5 12 +​13 −​13 0 0 −1 0 0 antistrange
s
Third generation
top
t
173210±510 ± 710 12 +​13 +​23 0 0 0 +1 0 antitop
t
bottom
b
4180±30 12 +​13 −​13 0 0 0 0 −1 antibottom
b
J = total angular momentum, B = baryon number, Q = electric charge, I3 = isospin, C = charm, S = strangeness, T = topness, B′ = bottomness.
* Notation such as 173210±510 ± 710 denotes two types of measurement uncertainty. In the case of the top quark, the first uncertainty is statistical in nature, and the second is systematic.

Interacting quarks

As described by quantum chromodynamics, the strong interaction between quarks is mediated by gluons, massless vector gauge bosons. Each gluon carries one color charge and one anticolor charge. In the standard framework of particle interactions (part of a more general formulation known as perturbation theory), gluons are constantly exchanged between quarks through a virtual emission and absorption process. When a gluon is transferred between quarks, a color change occurs in both; for example, if a red quark emits a red–antigreen gluon, it becomes green, and if a green quark absorbs a red–antigreen gluon, it becomes red. Therefore, while each quark's color constantly changes, their strong interaction is preserved.[83][84][85]

Since gluons carry color charge, they themselves are able to emit and absorb other gluons. This causes asymptotic freedom: as quarks come closer to each other, the chromodynamic binding force between them weakens.[86] Conversely, as the distance between quarks increases, the binding force strengthens. The color field becomes stressed, much as an elastic band is stressed when stretched, and more gluons of appropriate color are spontaneously created to strengthen the field. Above a certain energy threshold, pairs of quarks and antiquarks are created. These pairs bind with the quarks being separated, causing new hadrons to form. This phenomenon is known as color confinement: quarks never appear in isolation.[87][88] This process of hadronization occurs before quarks, formed in a high energy collision, are able to interact in any other way. The only exception is the top quark, which may decay before it hadronizes.[89]

Sea quarks

Hadrons contain, along with the valence quarks (
q
v
) that contribute to their quantum numbers, virtual quark–antiquark (
q

q
) pairs known as sea quarks (
q
s
). Sea quarks form when a gluon of the hadron's color field splits; this process also works in reverse in that the annihilation of two sea quarks produces a gluon. The result is a constant flux of gluon splits and creations colloquially known as "the sea".[90] Sea quarks are much less stable than their valence counterparts, and they typically annihilate each other within the interior of the hadron. Despite this, sea quarks can hadronize into baryonic or mesonic particles under certain circumstances.[91]

Other phases of quark matter

Quark–gluon plasma exists at very high temperatures; the hadronic phase exists at lower temperatures and baryonic densities, in particular nuclear matter for relatively low temperatures and intermediate densities; color superconductivity exists at sufficiently low temperatures and high densities.
A qualitative rendering of the phase diagram of quark matter. The precise details of the diagram are the subject of ongoing research.[92][93]

Under sufficiently extreme conditions, quarks may become deconfined and exist as free particles. In the course of asymptotic freedom, the strong interaction becomes weaker at higher temperatures. Eventually, color confinement would be lost and an extremely hot plasma of freely moving quarks and gluons would be formed. This theoretical phase of matter is called quark–gluon plasma.[94] The exact conditions needed to give rise to this state are unknown and have been the subject of a great deal of speculation and experimentation. A recent estimate puts the needed temperature at (1.90±0.02)×1012 kelvin.[95] While a state of entirely free quarks and gluons has never been achieved (despite numerous attempts by CERN in the 1980s and 1990s),[96] recent experiments at the Relativistic Heavy Ion Collider have yielded evidence for liquid-like quark matter exhibiting "nearly perfect" fluid motion.[97]

The quark–gluon plasma would be characterized by a great increase in the number of heavier quark pairs in relation to the number of up and down quark pairs. It is believed that in the period prior to 10−6 seconds after the Big Bang (the quark epoch), the universe was filled with quark–gluon plasma, as the temperature was too high for hadrons to be stable.[98]

Given sufficiently high baryon densities and relatively low temperatures – possibly comparable to those found in neutron stars – quark matter is expected to degenerate into a Fermi liquid of weakly interacting quarks. This liquid would be characterized by a condensation of colored quark Cooper pairs, thereby breaking the local SU(3)c symmetry. Because quark Cooper pairs harbor color charge, such a phase of quark matter would be color superconductive; that is, color charge would be able to pass through it with no resistance.[99]

See also

Notes

  1. ^ The main evidence is based on the resonance width of the
    Z0
    boson
    , which constrains the 4th generation neutrino to have a mass greater than ~45 GeV/c2. This would be highly contrasting with the other three generations' neutrinos, whose masses cannot exceed 2 MeV/c2.
  2. ^ CP violation is a phenomenon that causes weak interactions to behave differently when left and right are swapped (P symmetry) and particles are replaced with their corresponding antiparticles (C symmetry).
  3. ^ "Beauty" and "truth" are contrasted in the last lines of Keats' 1819 poem "Ode on a Grecian Urn", and may have been the origin of those names.[58][59][60]
  4. ^ The actual probability of decay of one quark to another is a complicated function of (among other variables) the decaying quark's mass, the masses of the decay products, and the corresponding element of the CKM matrix. This probability is directly proportional (but not equal) to the magnitude squared (|Vij|2) of the corresponding CKM entry.
  5. ^ Despite its name, color charge is not related to the color spectrum of visible light.

References

  1. ^ "Quark (subatomic particle)". Encyclopædia Britannica. Retrieved 29 June 2008.
  2. ^ R. Nave. "Confinement of Quarks". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 29 June 2008.
  3. ^ R. Nave. "Bag Model of Quark Confinement". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 29 June 2008.
  4. ^ a b R. Nave. "Quarks". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 29 June 2008.
  5. ^ a b c d B. Carithers; P. Grannis (1995). "Discovery of the Top Quark" (PDF). Beam Line. 25 (3): 4–16. Retrieved 23 September 2008.
  6. ^ a b E. D. Bloom; et al. (1969). "High-Energy Inelastic ep Scattering at 6° and 10°". Physical Review Letters. 23 (16): 930–934. Bibcode:1969PhRvL..23..930B. doi:10.1103/PhysRevLett.23.930.
  7. ^ a b M. Breidenbach; et al. (1969). "Observed Behavior of Highly Inelastic Electron–Proton Scattering". Physical Review Letters. 23 (16): 935–939. Bibcode:1969PhRvL..23..935B. doi:10.1103/PhysRevLett.23.935.
  8. ^ S. S. M. Wong (1998). Introductory Nuclear Physics (2nd ed.). Wiley Interscience. p. 30. ISBN 978-0-471-23973-4.
  9. ^ K. A. Peacock (2008). The Quantum Revolution. Greenwood Publishing Group. p. 125. ISBN 978-0-313-33448-1.
  10. ^ B. Povh; C. Scholz; K. Rith; F. Zetsche (2008). Particles and Nuclei. Springer. p. 98. ISBN 978-3-540-79367-0.
  11. ^ Section 6.1. in P. C. W. Davies (1979). The Forces of Nature. Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-22523-6.
  12. ^ a b c M. Munowitz (2005). Knowing. Oxford University Press. p. 35. ISBN 978-0-19-516737-5.
  13. ^ W.-M. Yao; et al. (Particle Data Group) (2006). "Review of Particle Physics: Pentaquark Update" (PDF). Journal of Physics G. 33 (1): 1–1232. arXiv:astro-ph/0601168. Bibcode:2006JPhG...33....1Y. doi:10.1088/0954-3899/33/1/001.
  14. ^ S.-K. Choi; et al. (Belle Collaboration) (2008). "Observation of a Resonance-like Structure in the
    π±
    Ψ′ Mass Distribution in Exclusive B→K
    π±
    Ψ′ decays". Physical Review Letters. 100 (14): 142001. arXiv:0708.1790. Bibcode:2008PhRvL.100n2001C. doi:10.1103/PhysRevLett.100.142001. PMID 18518023.
  15. ^ "Belle Discovers a New Type of Meson" (Press release). KEK. 2007. Archived from the original on 22 January 2009. Retrieved 20 June 2009.
  16. ^ R. Aaij; et al. (LHCb collaboration) (2014). "Observation of the Resonant Character of the Z(4430) State". Physical Review Letters. 112 (22): 222002. arXiv:1404.1903. Bibcode:2014PhRvL.112v2002A. doi:10.1103/PhysRevLett.112.222002. PMID 24949760.
  17. ^ R. Aaij; et al. (LHCb collaboration) (2015). "Observation of J/ψp Resonances Consistent with Pentaquark States in Λ0
    b
    →J/ψKp Decays". Physical Review Letters. 115 (7): 072001. arXiv:1507.03414. Bibcode:2015PhRvL.115g2001A. doi:10.1103/PhysRevLett.115.072001. PMID 26317714.
  18. ^ C. Amsler; et al. (Particle Data Group) (2008). "Review of Particle Physics: b′ (4th Generation) Quarks, Searches for" (PDF). Physics Letters B. 667 (1): 1–1340. Bibcode:2008PhLB..667....1A. doi:10.1016/j.physletb.2008.07.018.
  19. ^ C. Amsler; et al. (Particle Data Group) (2008). "Review of Particle Physics: t′ (4th Generation) Quarks, Searches for" (PDF). Physics Letters B. 667 (1): 1–1340. Bibcode:2008PhLB..667....1A. doi:10.1016/j.physletb.2008.07.018.
  20. ^ D. Decamp; et al. (ALEPH Collaboration) (1989). "Determination of the Number of Light Neutrino Species" (PDF). Physics Letters B. 231 (4): 519. Bibcode:1989PhLB..231..519D. doi:10.1016/0370-2693(89)90704-1.
  21. ^ A. Fisher (1991). "Searching for the Beginning of Time: Cosmic Connection". Popular Science. 238 (4): 70.
  22. ^ J. D. Barrow (1997) [1994]. "The Singularity and Other Problems". The Origin of the Universe (Reprint ed.). Basic Books. ISBN 978-0-465-05314-8.
  23. ^ D. H. Perkins (2003). Particle Astrophysics. Oxford University Press. p. 4. ISBN 978-0-19-850952-3.
  24. ^ a b M. Gell-Mann (1964). "A Schematic Model of Baryons and Mesons". Physics Letters. 8 (3): 214–215. Bibcode:1964PhL.....8..214G. doi:10.1016/S0031-9163(64)92001-3.
  25. ^ a b G. Zweig (1964). "An SU(3) Model for Strong Interaction Symmetry and its Breaking" (PDF). CERN Report No.8182/TH.401.
  26. ^ a b G. Zweig (1964). "An SU(3) Model for Strong Interaction Symmetry and its Breaking: II". CERN Report No.8419/TH.412.
  27. ^ M. Gell-Mann (2000) [1964]. "The Eightfold Way: A Theory of Strong Interaction Symmetry". In M. Gell-Mann, Y. Ne'eman (ed.). The Eightfold Way. Westview Press. p. 11. ISBN 978-0-7382-0299-0.
    Original: M. Gell-Mann (1961). "The Eightfold Way: A Theory of Strong Interaction Symmetry". Synchrotron Laboratory Report CTSL-20. California Institute of Technology. doi:10.2172/4008239.
  28. ^ Y. Ne'eman (2000) [1964]. "Derivation of Strong Interactions from Gauge Invariance". In M. Gell-Mann, Y. Ne'eman (ed.). The Eightfold Way. Westview Press. ISBN 978-0-7382-0299-0.
    Original Y. Ne'eman (1961). "Derivation of Strong Interactions from Gauge Invariance". Nuclear Physics. 26 (2): 222. Bibcode:1961NucPh..26..222N. doi:10.1016/0029-5582(61)90134-1.
  29. ^ R. C. Olby; G. N. Cantor (1996). Companion to the History of Modern Science. Taylor & Francis. p. 673. ISBN 978-0-415-14578-7.
  30. ^ A. Pickering (1984). Constructing Quarks. University of Chicago Press. pp. 114–125. ISBN 978-0-226-66799-7.
  31. ^ B. J. Bjorken; S. L. Glashow (1964). "Elementary Particles and SU(4)". Physics Letters. 11 (3): 255–257. Bibcode:1964PhL....11..255B. doi:10.1016/0031-9163(64)90433-0.
  32. ^ J. I. Friedman. "The Road to the Nobel Prize". Huế University. Archived from the original on 25 December 2008. Retrieved 29 September 2008.
  33. ^ R. P. Feynman (1969). "Very High-Energy Collisions of Hadrons" (PDF). Physical Review Letters. 23 (24): 1415–1417. Bibcode:1969PhRvL..23.1415F. doi:10.1103/PhysRevLett.23.1415.
  34. ^ S. Kretzer; H. L. Lai; F. I. Olness; W. K. Tung (2004). "CTEQ6 Parton Distributions with Heavy Quark Mass Effects". Physical Review D. 69 (11): 114005. arXiv:hep-ph/0307022. Bibcode:2004PhRvD..69k4005K. doi:10.1103/PhysRevD.69.114005.
  35. ^ a b D. J. Griffiths (1987). Introduction to Elementary Particles. John Wiley & Sons. p. 42. ISBN 978-0-471-60386-3.
  36. ^ M. E. Peskin; D. V. Schroeder (1995). An Introduction to Quantum Field Theory. Addison–Wesley. p. 556. ISBN 978-0-201-50397-5.
  37. ^ V. V. Ezhela (1996). Particle Physics. Springer. p. 2. ISBN 978-1-56396-642-2.
  38. ^ S. L. Glashow; J. Iliopoulos; L. Maiani (1970). "Weak Interactions with Lepton–Hadron Symmetry". Physical Review D. 2 (7): 1285–1292. Bibcode:1970PhRvD...2.1285G. doi:10.1103/PhysRevD.2.1285.
  39. ^ D. J. Griffiths (1987). Introduction to Elementary Particles. John Wiley & Sons. p. 44. ISBN 978-0-471-60386-3.
  40. ^ M. Kobayashi; T. Maskawa (1973). "CP-Violation in the Renormalizable Theory of Weak Interaction". Progress of Theoretical Physics. 49 (2): 652–657. Bibcode:1973PThPh..49..652K. doi:10.1143/PTP.49.652. hdl:2433/66179. Archived from the original on 24 December 2008.
  41. ^ a b H. Harari (1975). "A New Quark Model for hadrons". Physics Letters B. 57 (3): 265. Bibcode:1975PhLB...57..265H. doi:10.1016/0370-2693(75)90072-6.
  42. ^ a b K. W. Staley (2004). The Evidence for the Top Quark. Cambridge University Press. pp. 31–33. ISBN 978-0-521-82710-2.
  43. ^ S. W. Herb; et al. (1977). "Observation of a Dimuon Resonance at 9.5 GeV in 400-GeV Proton-Nucleus Collisions". Physical Review Letters. 39 (5): 252. Bibcode:1977PhRvL..39..252H. doi:10.1103/PhysRevLett.39.252.
  44. ^ M. Bartusiak (1994). A Positron named Priscilla. National Academies Press. p. 245. ISBN 978-0-309-04893-4.
  45. ^ F. Abe; et al. (CDF Collaboration) (1995). "Observation of Top Quark Production in
    p

    p
    Collisions with the Collider Detector at Fermilab". Physical Review Letters. 74 (14): 2626–2631. arXiv:hep-ex/9503002. Bibcode:1995PhRvL..74.2626A. doi:10.1103/PhysRevLett.74.2626. PMID 10057978.
  46. ^ S. Abachi; et al. (DØ Collaboration) (1995). "Search for High Mass Top Quark Production in
    p

    p
    Collisions at s = 1.8 TeV". Physical Review Letters. 74 (13): 2422–2426. arXiv:hep-ex/9411001. Bibcode:1995PhRvL..74.2422A. doi:10.1103/PhysRevLett.74.2422. PMID 10057924.
  47. ^ K. W. Staley (2004). The Evidence for the Top Quark. Cambridge University Press. p. 144. ISBN 978-0-521-82710-2.
  48. ^ "New Precision Measurement of Top Quark Mass". Brookhaven National Laboratory News. 2004. Retrieved 3 November 2013.
  49. ^ J. Joyce (1982) [1939]. Finnegans Wake. Penguin Books. p. 383. ISBN 978-0-14-006286-1.
  50. ^ S. Pronk-Tiethoff (2013). The Germanic loanwords in Proto-Slavic. Rodopi. p. 71. ISBN 978-9401209847.
  51. ^ "What Does 'Quark' Have to Do with Finnegans Wake?". Merriam-Webster. Retrieved 17 January 2018.
  52. ^ G. E. P. Gillespie. "Why Joyce Is and Is Not Responsible for the Quark in Contemporary Physics" (PDF). Papers on Joyce 16. Retrieved 17 January 2018.
  53. ^ M. Gell-Mann (1995). The Quark and the Jaguar: Adventures in the Simple and the Complex. Henry Holt and Co. p. 180. ISBN 978-0-8050-7253-2.
  54. ^ J. Gleick (1992). Genius: Richard Feynman and Modern Physics. Little Brown and Company. p. 390. ISBN 978-0-316-90316-5.
  55. ^ J. J. Sakurai (1994). S. F. Tuan (ed.). Modern Quantum Mechanics (Revised ed.). Addison–Wesley. p. 376. ISBN 978-0-201-53929-5.
  56. ^ a b D. H. Perkins (2000). Introduction to High Energy Physics. Cambridge University Press. p. 8. ISBN 978-0-521-62196-0.
  57. ^ M. Riordan (1987). The Hunting of the Quark: A True Story of Modern Physics. Simon & Schuster. p. 210. ISBN 978-0-671-50466-3.
  58. ^ Rolnick, William B. (31 May 2003). Remnants Of The Fall: Revelations Of Particle Secrets. World Scientific Pub Co Inc. p. 136. ISBN 978-9812380609. Retrieved 14 October 2018.
  59. ^ Mee, Nicholas (24 August 2012). Higgs Force: Cosmic Symmetry Shattered. Quantum Wave Publishing. ISBN 978-0957274617. Retrieved 14 October 2018.
  60. ^ Gooden, Philip (3 November 2016). May We Borrow Your Language?: How English Steals Words From All Over the World. Head of Zeus. ISBN 978-1784977986. Retrieved 14 October 2018.
  61. ^ F. Close (2006). The New Cosmic Onion. CRC Press. p. 133. ISBN 978-1-58488-798-0.
  62. ^ J. T. Volk; et al. (1987). "Letter of Intent for a Tevatron Beauty Factory" (PDF). Fermilab Proposal #783.
  63. ^ C. Quigg (2006). "Particles and the Standard Model". In G. Fraser (ed.). The New Physics for the Twenty-First Century. Cambridge University Press. p. 91. ISBN 978-0-521-81600-7.
  64. ^ "The Standard Model of Particle Physics". BBC. 2002. Retrieved 19 April 2009.
  65. ^ F. Close (2006). The New Cosmic Onion. CRC Press. pp. 80–90. ISBN 978-1-58488-798-0.
  66. ^ D. Lincoln (2004). Understanding the Universe. World Scientific. p. 116. ISBN 978-981-238-705-9.
  67. ^ "Weak Interactions". Virtual Visitor Center. Stanford Linear Accelerator Center. 2008. Retrieved 28 September 2008.
  68. ^ K. Nakamura; et al. (Particle Data Group) (2010). "Review of Particles Physics: The CKM Quark-Mixing Matrix" (PDF). Journal of Physics G. 37 (7A): 075021. Bibcode:2010JPhG...37g5021N. doi:10.1088/0954-3899/37/7A/075021.
  69. ^ Z. Maki; M. Nakagawa; S. Sakata (1962). "Remarks on the Unified Model of Elementary Particles". Progress of Theoretical Physics. 28 (5): 870. Bibcode:1962PThPh..28..870M. doi:10.1143/PTP.28.870.
  70. ^ B. C. Chauhan; M. Picariello; J. Pulido; E. Torrente-Lujan (2007). "Quark–Lepton Complementarity, Neutrino and Standard Model Data Predict θPMNS
    13
    = +1°
    −2°
    ". European Physical Journal. C50 (3): 573–578. arXiv:hep-ph/0605032. Bibcode:2007EPJC...50..573C. doi:10.1140/epjc/s10052-007-0212-z.
  71. ^ R. Nave. "The Color Force". HyperPhysics. Georgia State University, Department of Physics and Astronomy. Retrieved 26 April 2009.
  72. ^ B. A. Schumm (2004). Deep Down Things. Johns Hopkins University Press. pp. 131–132. ISBN 978-0-8018-7971-5.
  73. ^ a b Part III of M. E. Peskin; D. V. Schroeder (1995). An Introduction to Quantum Field Theory. Addison–Wesley. ISBN 978-0-201-50397-5.
  74. ^ V. Icke (1995). The Force of Symmetry. Cambridge University Press. p. 216. ISBN 978-0-521-45591-6.
  75. ^ M. Y. Han (2004). A Story of Light. World Scientific. p. 78. ISBN 978-981-256-034-6.
  76. ^ C. Sutton. "Quantum Chromodynamics (physics)". Encyclopædia Britannica Online. Retrieved 12 May 2009.
  77. ^ A. Watson (2004). The Quantum Quark. Cambridge University Press. pp. 285–286. ISBN 978-0-521-82907-6.
  78. ^ a b c K. A. Olive; et al. (Particle Data Group) (2014). "Review of Particle Physics". Chinese Physics C. 38 (9): 090001. Bibcode:2014ChPhC..38i0001O. doi:10.1088/1674-1137/38/9/090001.
  79. ^ W. Weise; A. M. Green (1984). Quarks and Nuclei. World Scientific. pp. 65–66. ISBN 978-9971-966-61-4.
  80. ^ D. McMahon (2008). Quantum Field Theory Demystified. McGraw–Hill. p. 17. ISBN 978-0-07-154382-8.
  81. ^ S. G. Roth (2007). Precision Electroweak Physics at Electron–Positron Colliders. Springer. p. VI. ISBN 978-3-540-35164-1.
  82. ^ Smaller than Small: Looking for Something New With the LHC by Don Lincoln PBS Nova blog 28 October 2014
  83. ^ R. P. Feynman (1985). QED: The Strange Theory of Light and Matter (1st ed.). Princeton University Press. pp. 136–137. ISBN 978-0-691-08388-9.
  84. ^ M. Veltman (2003). Facts and Mysteries in Elementary Particle Physics. World Scientific. pp. 45–47. ISBN 978-981-238-149-1.
  85. ^ F. Wilczek; B. Devine (2006). Fantastic Realities. World Scientific. p. 85. ISBN 978-981-256-649-2.
  86. ^ F. Wilczek; B. Devine (2006). Fantastic Realities. World Scientific. pp. 400ff. ISBN 978-981-256-649-2.
  87. ^ M. Veltman (2003). Facts and Mysteries in Elementary Particle Physics. World Scientific. pp. 295–297. ISBN 978-981-238-149-1.
  88. ^ T. Yulsman (2002). Origin. CRC Press. p. 55. ISBN 978-0-7503-0765-9.
  89. ^ F. Garberson (2008). "Top Quark Mass and Cross Section Results from the Tevatron". arXiv:0808.0273 [hep-ex].
  90. ^ J. Steinberger (2005). Learning about Particles. Springer. p. 130. ISBN 978-3-540-21329-1.
  91. ^ C.-Y. Wong (1994). Introduction to High-energy Heavy-ion Collisions. World Scientific. p. 149. ISBN 978-981-02-0263-7.
  92. ^ S. B. Rüester; V. Werth; M. Buballa; I. A. Shovkovy; D. H. Rischke (2005). "The Phase Diagram of Neutral Quark Natter: Self-consistent Treatment of Quark Masses". Physical Review D. 72 (3): 034003. arXiv:hep-ph/0503184. Bibcode:2005PhRvD..72c4004R. doi:10.1103/PhysRevD.72.034004.
  93. ^ M. G. Alford; K. Rajagopal; T. Schaefer; A. Schmitt (2008). "Color Superconductivity in Dense Quark Matter". Reviews of Modern Physics. 80 (4): 1455–1515. arXiv:0709.4635. Bibcode:2008RvMP...80.1455A. doi:10.1103/RevModPhys.80.1455.
  94. ^ S. Mrowczynski (1998). "Quark–Gluon Plasma". Acta Physica Polonica B. 29 (12): 3711. arXiv:nucl-th/9905005. Bibcode:1998AcPPB..29.3711M.
  95. ^ Z. Fodor; S. D. Katz (2004). "Critical Point of QCD at Finite T and μ, Lattice Results for Physical Quark Masses". Journal of High Energy Physics. 2004 (4): 50. arXiv:hep-lat/0402006. Bibcode:2004JHEP...04..050F. doi:10.1088/1126-6708/2004/04/050.
  96. ^ U. Heinz; M. Jacob (2000). "Evidence for a New State of Matter: An Assessment of the Results from the CERN Lead Beam Programme". arXiv:nucl-th/0002042.
  97. ^ "RHIC Scientists Serve Up "Perfect" Liquid". Brookhaven National Laboratory. 2005. Archived from the original on 15 April 2013. Retrieved 22 May 2009.
  98. ^ T. Yulsman (2002). Origins: The Quest for Our Cosmic Roots. CRC Press. p. 75. ISBN 978-0-7503-0765-9.
  99. ^ A. Sedrakian; J. W. Clark; M. G. Alford (2007). Pairing in Fermionic Systems. World Scientific. pp. 2–3. ISBN 978-981-256-907-3.

Further reading

External links