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Teilchenphysik: Stand und Perspektiven

Teilchenphysik: Stand und Perspektiven . http://wulz.home.cern.ch/wulz/Vorlesung/ Perspektiven4_2012. pdf. 142.095 (TU) , 260152 ( Universität ) Claudia-Elisabeth Wulz Institut für Hochenergiephysik der Österreichischen Akademie der Wissenschaften c/o CERN/PH, CH-1211 Genf 23

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Teilchenphysik: Stand und Perspektiven

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  1. Teilchenphysik: Stand und Perspektiven http://wulz.home.cern.ch/wulz/Vorlesung/Perspektiven4_2012.pdf 142.095 (TU) , 260152 (Universität) Claudia-Elisabeth Wulz InstitutfürHochenergiephysikder ÖsterreichischenAkademiederWissenschaften c/o CERN/PH, CH-1211 Genf 23 Tel. 0041 22 767 6592, GSM: 0041 76 487 0919 E-mail: Claudia.Wulz@cern.ch http: //home.cern.ch/~wulz TU Wien, 26. März 2012 Teil 4

  2. SU(2)Lx U(1)Y Eichinvarianz war für die BestimmungderLagrangefunktionender QED und QCD wesentlich. Für die schwacheWechselwirkungistder Fall komplizierter, daesmehrereFermionflavors und differierendeEigenschaftenfür links- und rechtshändige Felder gibt. Weiterssolltenlinkshändige Felder alsDublettsauftreten, und die Eichbosonen W und Z solltenMassenhaben, da die schwacheWechselwirkungeinekurzeReichweite hat. Wennwir die elektromagnetischeWechselwirkungeinbeziehenwollen, brauchenwireinezusätzlicheGruppe U(1). Die naheliegendsteGruppeist: L beziehtsich auf linkshändige Felder, Y(W)ist die schwacheHyperladung (naive IdentifikationmitdemElektromagnetismusfunktioniertnicht). YW = 2(Q-T3). FürlinkshändigeLeptonenist YW = -1, und fürrechtshändige YW = -2.

  3. LeptonischerSektor von SU(2)Lx U(1)Y SU(2)LDublett: Singulett: Transformation unter SU(2)L : (a = 1,2,3) und unter U(1)Y: GlobaleTransformationenunterimFlavorraum:

  4. LeptonischerSektor von SU(2)Lx U(1)Y Wirfordern, dass die Lagrangefunktion invariant unterlokalenEichtransformationensei [aa = aa (x), b = b(x)] und führenwie in der QED kovarianteAbleitungenein. Daes 4 Eichparametergibt, brauchenwir 4 verschiedeneEichbosonen: Explizitfür L und R Leptonzustände: Wirhaben die richtigeAnzahl von Eichbosonen, dawir das Photon und 3 intermediäreVektorbosonen W± und Z benötigen.

  5. Lagrangefunktion von SU(2)Lx U(1)Y Die kompletteelektroschwacheLagrangefunktionistziemlichkompliziert. ImRahmendieserVorlesungwürdeihreHerleitungzu stark ins Detail gehen. Kinetischer Term für die Eichfelder, die auchSelbstwechselwirkungenderEichbosonenenthalten: Feldstärken: Bemerkung: EinMassentermistnichterlaubt, daer die EichsymmetriedurchMischung von links- und rechtshändigenFeldernverletzenwürde. BeispielfürfermionischenMassenterm: Masselosigkeitist in Ordnungfür das Photon, aberwirbrauchenschwereVektorbosonenfürschwacheWechselwirkungenmitkurzerReichweite! Man kannsicheinFeldvorstellen, das die schwacheWechselwirkung, die an sichunendlicheReichweitehabenmüsste, schwächt -> Higgsfeld. LG reineEichfelder, LF Fermion-Eichbosonfeld, LS Skalar, LY Fermion-Skalar (Yukawa), LfixEichfixierung, LghGeister

  6. SpontaneSymmetriebrechung Um Masse zuerzeugen, muss man die Eichsymmetriebrechen. Wieist dies möglichmiteinersymmetrischenLagrangefunktion (die auchfür die RenormierbarkeiteinerTheoriegebrauchtwird)? -> Durch Wahl einerLagrangefunktion, die invariantuntereinerGruppe von Transformationenist, und die eineMenge von entartetenZuständenmitminimalerEnergie hat. Das Teilchen muss einenZustandmitminimalerEnergiewählen -> die Symmetrieistgebrochen (eigentlichversteckt). Y. Nambu 2008

  7. Goldstone-Theorem BetrachteeinkomplexesSkalarfeldf(x)miteinerunterglobalenPhasentransformationen vonf(x) invariantenLagrangedichte und mit Potential V: FüreinenGrundzustandsollte das Potential von untenbegrenztsein, i.e. h > 0. Für den quadratischen Term gibtes 2 Möglichkeiten: m2 > 0: Das Potential hat nur das triviale Minimum f(x) = 0. Es beschreibteinmassivesskalaresTeilchenmit Masse mund biquadratischerKopplungh. m2 < 0: Das Minimum erhält man fürFeldkonfigurationenmit:

  8. Goldstone-Theorem Aufgrundder U(1) PhaseninvarianzderLagrangefunktiongibteseineunendlicheZahl von degeneriertenZuständenmitminimalerEnergie: WennwireinebestimmteLösungalsGrundzustandwählen, z.B. q = 0, wird die Symmetriespontangebrochen. Man kann die AnregungenüberdemGrundzustandwiefolgtparametrisieren: hbeschreibteinenmassivenZustandmit Masse -2m2, xisteinmasseloserZustand. Goldstone-Theorem:SSB einerkontinuierlichenglobalen Symmetriewirdimmerbegleitet von einemodermehreren masselosenskalaren (Spin 0) Teilchen (Goldstone-Bosonen).

  9. DerHiggssektor Allerdings hat das Goldstone-Theorem nichtunser Problem dermassivenEichbosonengelöst. Was passiertjedoch, wennwireinelokaleEichsymmetriehätten? Wirversuchen, einneuesDublett von komplexenSkalarfeldernmitschwacherHyperladung YF = 1 einzuführen, um die elektroschwacheSymmetriezubrechen, wobei die elektromagnetischeEichuntergruppe U(1)emungebrochenbleibt: Es ist an die Eichfeldergekoppeltdurch die skalareLagrangefunktion, die invariant unterlokalenTransformationenist: Das Potential V(F) ist so konstruiert, dassFeinennichtverschwindendenVakuumerwartungswert hat:

  10. Higgs-Kibble-Mechanismus F(x)kanngeschriebenwerdenals: Die VakuumerwartungswertederKomponentenf+, H, csind 0. Die lokale SU(2)L-Invarianz derLagrangefunktionerlaubtes, die Abhängigkeit von f+und cwegzueichen (“UnitäreEichung”). Das heißt, dassdieseunphysikalischsind, sieentsprechen 3 “Geistern” oder Goldstone-Bosonen (zurErinnerung, f+istkomplex, mit 2 reellenParametern). In dieserspeziellenEichung hat das Higgsfeld die einfache Form: Das relleFeldH(x)beschreibtphysikalische, neutraleTeilchenmit Masse . Vakuumerwartungswert: = 246 GeV.

  11. Das Higgsboson Die skalareLagrangefunktionführtezueinemneuenskalarenTeilchen, demHiggsboson H. Ausgedrücktdurch die physikalischen Felder bekommtLS in derunitärenEichung die Form: Higgskopplungen an die Eichbosonen:

  12. Higgs bei LEP Higgs-Strahlung (Hauptsuchkanal): DieserKanalkommtbei √s = 206 GeVerstabeinerHiggsmasse von 115 GeVzumTragen:

  13. _ e+e - -> HZ -> bbjj ? Higgs bei LEP? 2 b Kandidat HZ Hypothese mH=(114 GeV 3) GeV Jet b-tag-Wahrscheinl.: Z 1 0.14 2 0.01 H 3 0.99 4 0.99 Kin. Massenfit mH =112.4 GeV mZ =93.3 GeV ZZ-Hypothese mZ=102 GeV mZ=91.7 GeV

  14. Vorzugswert: mH = (94 + 29 - 24) GeV/c2 mH < 152GeV/c2 @ 95% c.l. Massenschrankenfür das Higgsboson DirekteSuchebei LEP endete 2000. Resultat: mH > 114.4 GeV/c2 @ 95% c.l. Aus ‘precision electroweak fits’ (LEP, SLD, CDF, D0): http://lepewwg.web.cern.ch/LEPEWWG/ 13

  15. Higgssuche am Tevatron qqHW, HZ qqqqH gg H  WW (mH > 135 GeV/c2) ~

  16. Tevatron-Luminositäten http://www.fnal.gov/pub/now/tevlum.html • TypischeLuminositäten: • ~3.5 bis 4x 1032 cm-2s-1 • Pro Wocheintegriert: 50~70 pb-1 • Run II Rekordluminosität: • Maximum : 4.3 x 1032 cm-2s-1 • Pro Wocheintegriert: 79 pb-1 • IntegrierteLuminosität (bis 30. Sep. 2011): • Geliefert : 12 fb-1 • Aufgezeichnet : 10 fb-1

  17. Higgssuche am Tevatron • KombinierteResultate von CDF und D0mitLintbiszu 10 fb-1 FERMILAB-CONF-12-065-E WennBeobachtungunterLinie SM=1, Signal mit 95% C.L. ausgeschlossen. Grüne und gelbeBänder: Regionenmit 68% und 95% Wahrscheinlichkeit, in denendas Limit beiAbwesenheiteines Signals fluktuierenkann. “Expected”: HypothesemitnurUntergrund, also ohneHiggssignal AusgeschlossenerMassenbereichmit95% C.L. :100-106 GeV, 147-179 GeV Überschuss. :2.2 szwischen 115 und 135 GeV

  18. Higgsproduktion am LHC Erzeugungs- prozesse gg HdominiertwiebeiTevatron, abersca. 10x so groß qqHqq 2.wichtigster Modus am LHC (Vektorbosonfusion) qq HW,HZzweitwichtigster Modus am Tevatron, abers ca. 100 so groß am LHC

  19. Higgsverzweigungsverhältnisse und -breite Higgs koppelt proportional zuden Fermion- bzw. W/Z-Massen! BreitebeimH ≈ 120 GeV: O(10 MeV)

  20. Higgssuche am LHC Bei LHC ist das SM-HiggsbosonimgesamtenerwartetenMassenbereichvomderzeitigen LEP-Limit 114.5 GeVbis in den TeV-Bereichzugänglich. Je nach Massebzw. Untergrundbenütztman verschiedeneZerfallskanäle (l = e,m): mH < 140 GeV H gg(BR ≈ 0.001-0.002) H  bb (QCD-Untergrundsbb= 0.5 mb, nichtfürEntdeckunggeeignet) H tt (QCD-UntergrundVBF-Produktion, brauchthoheLuminosität) mH > 140 GeV H  ZZ(*) 4l H  WW(*) 2l 2n, optimal um 160 GeVwegenUntergrund mH > 500 GeV H  ZZ 2l 2j, 2l 2n mH > 800 GeV H  WWln2j

  21. Higgssuche am LHC – “goldeneKanäle” 20

  22. q g g g g q p0 H -> gg sHgg = 0.1 pbbei 120 GeV,BR ≈ 0.002. Man brauchteinelektromagnetischesKalorimetermitgutenEnergie- und Winkelauflösungen(ATLAS: Blei-Flüssigargon, CMS: PbWO4-Kristalle). Man brauchtMassenauflösungDmH/mH < 1%, S/B mindestens 20. Untergrund: auchausDaten a … (3 – 10) % b … (150 – 400) MeV c … (0.5 – 0.7)% Irreduzibel: 2 isolierteg (z.B. gggg, qgggX) Reduzibel: gj (s≈104pb), jj (s≈107pb) (z.B. qggq, p0 in Jet gg) Man brauchtguteg-Jet Separation. PbWO4 21

  23. H -> tt ErzeugungdurchVektorbosonfusionerlaubtAusnützung des Rapiditätslochszwischen den “Tagging Jets”mithohempT in derVorwärtsrichtung -> JetvetoimZentralbereich: H- Zerfallsprodukte t-Identifikation: ttll, lh, hh Tagging Jets H-Massenrekonstruktion: AusnützungderkollinearenNäherung von l-n(hohe Masse verursachtstarken Boost entlangderursprünglichenFlugrichtung des t) und Winkelzwischen den beident’s Tagging Jets 22

  24. H -> ZZ, ZZ* -> Leptonen “GoldenerKanal”!Nachweisberuht auf ausgezeichnetemTracker, elektromagnetischemKalorimeter und Myonsystem. HoheEffizienzfüralleistwichtig, da 4 Leptonenim Spiel sind. Untergrund: Irreduzibel: ZZ Reduzibel: tt, Zbb UnterdrückunghauptsächlichdurchLeptonisolation und b-tagging (Impaktparameter) 23

  25. Higgs im CMS-Experiment Higgs in CMS

  26. Standardmodell-Higgs bei ATLAS H gg, bb, tt, WW, ZZ hep-ex 1202.1408 AusgeschlossenerMassenbereichmit95% C.L.: 112.9 – 115.5 GeV, 131 - 238 GeV, 251 - 466 GeV Überschuss. :3.5 s (lokal) bei 126 GeV

  27. Standardmodell-Higgs bei CMS H gg, bb, tt, WW, ZZ hep-ex 1202.1488 AusgeschlossenerMassenbereichmit95% C.L.: 127 - 600 GeV Überschuss. :3.1 s (lokal) bei 124 GeV

  28. PrognosenfürStandardmodell-Higgs CMS-NOTE-2010-008 120 Mit 8 TeVstatt 7 TeVSchwerpunktsenergiespart man ca. 25% derDatennahmezeit.

  29. LHC-Parameter fürProtonen http://lpc.web.cern.ch/lpc/lumiplots.htm • IntegrierteLuminosität • Fast 50 pb-1 pro Experiment 2010 geliefert • (außer ALICE: um pile-up in der TPC unter 5% zuhalten) • Mehrals 5 fb-1 für ATLAS und CMS • Zwischen 12 und 19 fb-1geplantfür 2012 Schwerpunktsenergie √s: 8 TeV 2012, 7 TeV 2011 Spitzenluminosität: 6.8 x 1033 cm-2s-1 2012, 3.65 x 1033 cm-2s-1 2011 Protonenpakete 2011: 2x1380 (2x2808 nominal) b*: 1 m 2011, 0.6 m 2012 Paketabstand: 50 ns

  30. W, Z, Photon, ElektroschwacheVereinigung Die kovarianteAbleitungkoppelt das skalareDublett and die Eichbosonen von . In derunitärenEichungbekommtderkinetische Term derskalarenLagrangefunktion die Form: mitderfolgenden Transformation der Felder Wma, Bmzu den physikalischen W±- und Z-Feldern: DerVakuumerwartungswert des neutralenSkalars hat einenquadratischen Term für die W und Z erzeugt, dieseBosonenhaben also Masse erhalten: W-, W+ Photon g Z0 qW … Weinbergwinkel (qW ≈ 280, sinqW ≈ 0.23) 29

  31. Entdeckung von W und Z 1983 Experimente UA1 und UA2 am CERN Super-Proton-Antiproton Collider. Nobelpreisfür C. Rubbia und S. van der Meer 1984. Z mm UA1 30 30

  32. StochastischeKühlung Antiproton Accumulator Simon van der Meer

  33. - W und Z wurden in folgenden Reaktionen am CERN SppS produziert: p + p W+ + X p + p W + X p + p Z + X X … hadronische Zustände, die aufgrund der Erhaltungssätze erlaubt sind. - - - p q W , Z - q - p Produktion von W und Z - u + dW+ d + uW u + uZ d + dZ etc. - - -

  34. - - pp  W, Z  Leptonen ______________________  10-7 ! - pp  Hadronen Produktion von W und Z W+l+ + nl Wl + nll… e, m Zl+ + l - 1983: SppS ECM = 2 x 270 GeV, später 2 x 315 GeV 2 unabhängigeExperimente: UA1, UA2 ProblememitRaten und UntergrundTriggern auf hoheTransversalimpulsebzw. -energien.

  35. Experiment UA1 UA1-Experiment 34

  36. Experiment UA2

  37. Entdeckung des W-Bosons

  38. Entdeckung des Z-Bosons

  39. Missing Energy Neutrinomessung durch fehlende Transversalenergie (“missing energy”) Vektorsumme von ET in den einzelnenKalorimeterzellen (i=1,n) istNull falls kein Neutrino vorhandenist, anderenfalls Falls Myonenvorhandensind, muss man ihrenImpulsberücksichtigen, dasie minimal ionisierendeTeilchensind. Hermetizität des Detektorswichtig!

  40. W -> enbei UA1 40

  41. Z -> e+e-bei UA1 42

  42. SLC (Stanford Linear Collider) LEP Studium von Masse, Breite und Zerfallsmoden des Z0 AnzahlderNeutrinogenerationen e+ + e-l+ + l- (l = e, n, t) e+ + e-Hadronen Maxima imWirkungsquerschnittaufgrundderErzeugung des Z-Bosons. Z-Fabriken! > 1000 Z0 pro Tag Anzahlder Neutrino-Generationen LeichteNeutrinos, mn < mZ/2

  43.  (e+ + e-X) = 12p MZ2G(Z0 e+e- ) G(Z0 X) ______ ____________________ ECM2(ECM2 - MZ2)2 + MZ2 GZ2 G(Z0 X) …….. Zerfallsbreite des Z in den beobachteten Zustand X (G = 1/t ; t = Lebensdauer) GZ …….. Gesamtzerfallsbreite des Z G(Z0 e+e- ) …. e+e- Z0 (Zeitumkehrinvarianz) Höhe des Maximums proportional zu Verzweigungs-verhältnissen (Branching Ratios): B(Z0 e+e- ) B(Z0 X) = G(Z0 e+e- ) G(Z0 X) ___________ ________ GZ GZ  gegeben durch Breit-Wigner-Formel:

  44. Fit: • MZ = (91.1876 ± 0.0021) GeV (LEP) • GZ = (2.4952 ± 0.0023) GeV G Hadronen) = (1.7444 ± 0.0020) GeV G l +l- ) = (0.083984 ± 0.000086) GeV Z kann nicht nur in e, m, t oder Hadronen zerfallen, sondern auch in Neutrinos: unabhängig vom Lepton-Typ (e, m, t) -  - GZ = G Hadronen) + 3G l +l- ) + NnG (  )

  45. - • NnG (  ) = G-G Hadronen) - 3G l +l- ) = • = (0.4990 ± 0.0015) GeV Zerfallsrate in Neutrinos nichtdirektmeßbar, sondernmitHilfe von Feynman- Diagrammenberechenbar: 2)G () = 0.166 GeV 1) und 2)nurkompatibel, wennNn = 3 Das StandardmodellwürdemehrGenerationenerlauben. ZusätzlicheLeptonen und Quarks könntenjedochaufgrundhoherMassennichtdetektiertwerden. Jedoch Neutrinos (mitMassen < MZ) könntenindirektdetektiertwerden, dajedesneuen 0.166 GeVzurBreitebeiträgt. Eskannnur 3 Generationen von Leptonen und Quarks imStandardmodellgeben, falls Neutrinos leichtimVergleichzur Z-Masse sind. -

  46. Entwicklung der Nn - Messungen

  47. Fermionmassen WirbrauchennichtnurMassenfür die W und Z, sondernauchFermionmassen (zumindestfür die geladenenFermionenimklassischenStandardmodell). EinfermionischerMassentermder Form istnichterlaubt, daer die Eichsymmetrieverletzt. DawireinzusätzlichesskalaresDublett in das Modelleingebrachthaben, könnenwir die folgendeeichinvariante Yukawa Lagrangefunktioneinführen, die die KopplungzwischenFermionen und Skalarbeschreibt (f = u, d, e, …): YukawawechselwirkungenzwischenmassivenFermionen und demphysikalischenHiggsfeldtretenmitzu den FermionmassenproportionalenKopplungskonstanten auf. gf … Yukawakopplungen

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