La partícula divina (60 page)

En los núcleos, los quarks
up
se desintegran también en los quarks
down
y convierten a los protones en neutrones. En el lenguaje de los quarks, el proceso se describe:

u
^+2/3
→ W
⁻
+ d
^−1/3

y a continuación

W
⁻
→ e
⁻
+
υ
_e

Aquí hace falta un
W
positivo para equilibrar el cambio de carga. Por lo tanto, las desintegraciones observadas de los quarks, por medio de los cambios de los neutrones en los protones y viceversa, requieren tanto un
W
⁺
como un
W
⁻
. Pero la historia no acaba aquí.

Los experimentos efectuados a mediados de los años setenta con haces de neutrinos establecieron la existencia de las «corrientes neutras», que a su vez requerían un vehículo neutro y pesado de la fuerza. Alentaron esos experimentos los teóricos como Glashow que trabajaban en la frontera de la unificación de las fuerzas y a quienes frustraba el que pareciera que la interacción débil requería sólo vehículos de la fuerza cargados. Se emprendió la caza de las corrientes neutras.

Cualquier cosa que fluya es, básicamente, una corriente. Una corriente de agua fluye por un río o una cañería. Una corriente de electrones fluye por un cable o a través de una solución. El flujo de las partículas de un estado a otro ocurre por medio de los
W
⁺
y
W
⁻
, y la necesidad de seguir el rastro de la carga eléctrica generó, probablemente, el concepto de «corriente». Una corriente positiva se produce por medio del
W
⁺
; una negativa, del
W
⁻
. Estas corrientes se estudian en las desintegraciones débiles espontáneas, como las recién descritas. Pero pueden también generarse por las colisiones de los neutrinos en los aceleradores, que fueron posibles gracias al desarrollo de los haces de neutrinos en el experimento de los dos neutrinos de Brookhaven.

Veamos qué pasa cuando un neutrino muónico, el tipo que descubrimos en Brookhaven, choca con un protón, o, más específicamente, con un quark
up
del protón. La colisión de un antineutrino muónico con un quark
up
genera un quark
down
y un muón positivo.

υ
_μ
+ u
^+2/3
→ d
^−1/3
+ μ
⁺

Es decir,
antineutrino muónico
más quark
up
→ quark
down
más
muón
positivo. En efecto, cuando el neutrino y el quark
up
chocan, el
up
se vuelve un
down
y el neutrino se convierte en un muón. Otra vez, lo que en realidad ocurre en la teoría de la interacción débil es una secuencia de dos reacciones:

υ
_μ
→ W
⁻
+ μ
⁺¹

W
⁻
+ u → d

El antineutrino choca con el quark
up
y sale de la colisión como un muón. El
up
se vuelve un
down
, y la reacción entera se realiza por medio del
W
negativo. Tenemos, pues, una corriente negativa. Ahora bien, muy pronto, en 1955, los teóricos (en especial el maestro de Glashow, Julian Schwinger) cayeron en la cuenta de que sería posible tener una corriente neutra, como esta:

υ
_μ
+ u → u + υ
_μ

¿Qué pasa ahí? Tenemos neutrinos muónicos y quarks
up
en ambos lados de la reacción. El neutrino rebota en el quark
up
pero sale como un neutrino, no como un muón, al contrario de lo que pasaba en la reacción anterior. El quark
up
sufre un empellón pero sigue siendo un quark
up
. Como el quark
up
es parte de un protón (o un neutrón), el protón, aunque ha sufrido un impacto, sigue siendo un protón. Si mirásemos esta reacción superficialmente, veríamos que un neutrino muónico golpea un protón y rebota intacto. Pero lo que pasa es más sutil. En las reacciones anteriores, hacía falta un W, bien positivo, bien negativo, para que tuviese lugar la metamorfosis de un quark
up
en un quark
down
o al revés. Aquí, el neutrino debe emitir una partícula mensajera que golpee al quark
up
(y sea tragada por éste). Cuando intentamos escribir esta reacción, queda claro que esa partícula mensajera debe ser neutra.

Esta reacción es similar a la manera en que entendemos la fuerza eléctrica entre, digamos, dos protones: se produce, el intercambio de un mensajero neutro, el fotón, ello da lugar a la ley de Coulomb de la fuerza y así un protón puede golpear al otro. No hay cambio de especie. El parecido no es fortuito. La muchedumbre de la unificación (no el reverendo
Moon
sino Glashow y sus amigos) necesitaba ese proceso para que hubiese siquiera fuera la menor posibilidad de unificar las fuerzas electromagnética y débil.

El problema experimental, pues, era: ¿podemos hacer reacciones en las que los neutrinos choquen con los núcleos y salgan como neutrinos? Un ingrediente decisivo es que observemos el impacto en el núcleo golpeado. Hubo algunos indicios ambiguos de reacciones de ese estilo en nuestro experimento de los dos neutrinos en Brookhaven. Mel Schwartz las llamó «retretes». Una partícula neutra entra; una partícula neutra sale. No hay cambio de la carga eléctrica. El núcleo golpeado se rompe, pero aparece muy poca energía en el haz de neutrinos de energía relativamente baja de Brookhaven —de ahí el nombre que les puso Schwartz—. Corrientes neutras. Por razones que olvido, el mensajero débil neutro se llama
Z°
(zeta cero, decimos) en vez de
W°
. Pero si queréis impresionar a vuestros amigos, emplead la expresión «corrientes neutras», forma fantasiosa de expresar que hace falta una partícula mensajera neutra para poner en marcha una reacción de interacción débil.

Repasemos un poco lo que pensaban los teóricos.

Fermi fue el primero en distinguir la interacción débil, en los años treinta. Cuando escribió su teoría, tomó como modelo, en parte, a la teoría cuántica de campos de la interacción electromagnética, la electrodinámica cuántica (QED). Fermi probó a ver si esa nueva fuerza se atendría a la dinámica de la fuerza más vieja, el electromagnetismo (más vieja, es decir, por lo que se refiere a nuestro conocimiento de ella). En la QED, acordaos, el campo es llevado por unas partículas mensajeras, los fotones. La teoría de la interacción débil de Fermi, pues, había de tener también partículas. Pero ¿a qué se parecerían?

La masa del fotón es nula, y ello da lugar a la famosa ley del cuadrado del inverso de la distancia de la fuerza eléctrica. La interacción débil tenía un alcance muy corto, así que, de hecho, Fermi les dio a sus vehículos de la fuerza, simplemente, una masa infinita. Lógico. Las versiones posteriores de la teoría de Fermi, la más notable la de Schwinger, introdujeron los pesados
W
⁺
y
W
⁻
como vehículos de la interacción débil. Lo mismo hicieron otros teóricos. Veamos: Lee, Yang, Gell-Mann… Odio citar a ningún teórico porque el 99 por 100 de ellos se molestará. Si, en alguna ocasión, dejo de citar a uno, no es porque se me haya olvidado. Probablemente, será porque lo odio.

Ahora vienen los trucos. En la música programática, un tema recurrente introduce una idea, una persona o un animal —como el leitmotiv de
Pedro y el Lobo
que nos dice que Pedro está a punto de salir a escena—. Quizá lo que más a cuento venga en este caso sea el ominoso violonchelo que señala la aparición del gran escualo blanco en
Tiburón
. Estoy a punto de meter en las primeras notas del tema del desenlace el signo de la Partícula Divina. Pero no quiero revelarla demasiado pronto. Como en cualquier espectáculo irritante, cuanto más lento, mejor.

A finales de los años sesenta y primeros setenta, varios teóricos jóvenes se pusieron a estudiar la teoría cuántica de campos con la esperanza de extender el éxito de la QED a las otras fuerzas. Quizá os acordéis de que esas elegantes soluciones de la acción a distancia estaban sujetas a dificultades matemáticas: las magnitudes que deberían ser pequeñas y mensurables aparecían infinitas en las ecuaciones, y esa es una fatalidad. Feynman y sus amigos inventaron el proceso de renormalización para esconder los infinitos en las magnitudes medidas, e y m, por ejemplo, la carga y la masa del electrón. Se dice que la QED es una teoría renormalizable; es decir, cabe embridar los infinitos paralizadores. Pero cuando se aplicó la teoría cuántica de campos a las otras tres fuerzas —la débil, la fuerte y la gravedad—, se sufrió una total frustración. ¡Cómo podía pasarle eso a unos chicos tan majos! Con esas fuerzas los infinitos se desbocaban, y las cosas se estropeaban hasta tal punto que la utilidad, en su integridad, de la teoría cuántica de campos se puso en cuestión. Algunos teóricos examinaron de nuevo la QED intentando comprender por qué esa teoría funcionaba (la del electromagnetismo) y las demás no.

La QED, la teoría superprecisa que da el valor g hasta el undécimo decimal, pertenece a la clase de teorías conocidas por teorías
gauge
[o, teorías de aforo]. La palabra
gauge
significa en este contexto escala, como cuando se la emplea en inglés para referirse al ancho de vía de una línea férrea (y aforo, a la calibración de un aparato de medida). La teoría
gauge
expresa una simetría abstracta en la naturaleza que guarda una relación muy estrecha con los hechos experimentales. Un artículo fundamental de C. N. Yang y Robert Mills de 1954 resaltó el poder de la simetría
gauge
. En vez de proponer nuevas partículas que explicasen los fenómenos observados, se buscaban simetrías que predijesen esos fenómenos. Al aplicarla a la QED, la simetría
gauge
generaba las fuerzas electromagnéticas, garantizaba la conservación de la carga y proporcionaba, sin costo adicional, una protección contra los peores infinitos. Las teorías que exhiben una simetría
gauge
son renormalizables. (Repetid esta frase hasta que mane fluidamente entre vuestros labios, y probad a soltarla en la comida.) Pero las teorías
gauge
implicaban la existencia de partículas
gauge
. No eran otras que nuestras partículas mensajeras: los fotones para la QED, y los
W
⁺
y
W
⁻
para la interacción débil. ¿Y para la fuerte? Los gluones, claro.

A algunos de los mejores y más brillantes teóricos les motivaba a trabajar en la interacción débil dos, no, tres razones. La primera, que en la interacción débil había multitud de infinitos, y no estaba claro cómo hacer de ella una teoría
gauge
. La segunda, el ansia por la unificación, ensalzada por Einstein y muy presente en los pensamientos de este grupo de teóricos jóvenes. Sus miras estaban puestas en la unificación de las fuerzas electromagnética y débil, tarea atrevida pues la interacción débil es muchísimo más débil que la eléctrica, su alcance es mucho, mucho más corto y viola simetrías como la paridad. Si no, ¡las dos fuerzas serían exactamente iguales!

La tercera razón era la fama y la gloria que recaería en el tío que resolviese el rompecabezas. Los participantes más destacados eran Steven Weinberg, por entonces en Princeton; Sheldon Glashow, miembro, junto con Weinberg, de un club de ciencia ficción; Abdus Salam, el genio pakistaní del Imperial College de Londres; Martinus Veltman, en Utrecht, Holanda; y su alumno Gerard `t Hooft. Los teóricos de más edad (bien entrados en la treintena) habían dejado preparado el escenario: Schwinger, Gell-Mann, Feynman. Había un montón más por ahí; Jeffrey Goldstone y Peter Higgs fueron unos intérpretes de piccolo decisivos.

Nos ahorramos una descripción paso a paso del barullo teórico desde, más o menos, 1960 hasta mediados de los años setenta, y nos encontramos con que se logró al fin una teoría renormalizable de la interacción débil. Al mismo tiempo se halló que el matrimonio con la fuerza electromagnética, con la QED, parecía ya más natural. Pero para hacer todo eso, uno tenía que constituir una familia mensajera común de partículas para la fuerza combinada «electrodébil»:
W
⁺
,
W
⁻
,
Z°
y el fotón. (Parece una de esas familias mixtas, con hermanastros y hermanastras de matrimonios anteriores que intentan salir adelante, contra todo pronóstico, mientras comparten un cuarto de baño común.) La nueva partícula pesada,
Z°
, sirvió para satisfacer las exigencias de la teoría
gauge
, y el cuarteto satisfacía todos los requisitos de la violación de la paridad, así como el de la debilidad de la interacción débil. Sin embargo, en esa etapa (antes de 1970) no sólo no se habían visto los W y el Z, sino tampoco las reacciones que la
Z°
podría producir. Y ¿cómo podemos hablar de una fuerza electrodébil unificada, cuando hasta un niño podía mostrar en el laboratorio enormes diferencias entre las naturalezas de las fuerzas electromagnética y débil?

Un problema con el que se enfrentaban los investigadores, cada uno en su soledad, en el despacho o en casa o en un asiento del avión, era que la interacción débil, al ser de corto alcance, había de tener vehículos de la fuerza pesados. Pero los mensajeros pesados no eran lo que la simetría
gauge
predecía, y la protesta tomaba la forma de los infinitos, agudo acero que se clava en las entrañas intelectuales del teórico. Además, ¿cómo coexisten los tres pesados,
W
⁺
,
W
⁻
y
Z°
, en una familia feliz con el fotón sin masa?

Peter Higgs, de la Universidad de Manchester (Inglaterra), dio una clave —otra partícula más, de la que hablaremos pronto—, de la que sacó partido Steven Weinberg, por entonces en Harvard y hoy en la Universidad de Texas. Está claro que los fontaneros del laboratorio no vemos la simetría débil-electromagnética. Los teóricos lo saben, pero quieren desesperadamente que en sus ecuaciones básicas haya la simetría. Así, nos enfrentábamos con el tener que hallar una forma de instaurar la simetría y romperla cuando las ecuaciones descendiesen a predecir los resultados del experimento. El mundo es perfecto en abstracto, ves, pero se vuelve imperfecto cuando bajamos a los detalles, ¿vale? ¡Esperad! No creo nada de eso.