Seminarvortrag Die Suche nach dem Higgs-Boson. Stefan Brisken

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1 Seminarvortrag Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken

2 2 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken Inhaltsverzeichnis 1 Einleitung 3 2 Das Problem des Standard-Modells 3 3 Der Higgsmechanismus 4 4 Die Suche an den großen Beschleunigern Massengrenzen Zerfallskanäle Higgs-Suche am LEP Der ALEPH-Detektor LEP-Produktionskanäle Ereignistopologien Background LEP-Ergebnisse Higgs-Suche am TeVatron Produktionskanäle Ereignistopologien Entdeckungspotential Higgs-Suche am LHC Produktionskanäle und Ereignistopologien Entdeckungspotential Fazit 17 6 Literatur zum Thema 18 7 Quellenangaben 18

3 3 1 Einleitung Die Suche nach dem Higgs-Boson ist eine der größten Herausforderungen in der momentanen Teilchenphysik. Das Higgs-Teilchen ist das einzige Standardmodell-Teilchen, das noch nicht gefunden wurde. Im ersten Teil dieses Seminarvortrags wird besprochen, warum das Standardmodell ohne das Higgs nicht funktioniert. Im zweiten Teil wird der Lösungsvorschlag von Peter Higgs präsentiert, der das SM retten soll. Im dritten Teil dieses Vortrags wird auf die eigentliche Suche nach dem Higgs an den großen Ringbeschleunigern eingegangen. Wenn hier von das Higgs die Rede ist, dann ist immer ein einziges, neutrales Higgs- Boson im SM gemeint. Auf Modelle mit mehreren Higgs-Teilchen (z.b. SUSY) wird nicht eingegangen. 2 Das Problem des Standard-Modells Eichtheorien verlangen die Invarianz des Lagrangians unter lokalen Eichtransformationen. Im SM-Lagrangian sind Massenterme für Fermionen Ψ und Bosonen B µ von der Form bzw. m f ΨΨ m 2 BB µ B µ Diese Terme müssen dann natürlich auch invariant unter lokalen Eichtransformationen sein. Nimmt man als Beispiel die QED, wo die Eichtrafo eine einfache Phasentransformation e iα(x) ist, so ändert sich der Term für die Fermionmassen nicht, d.h. es gibt keine Einschränkung an die Fermionmassen. Der Bosonterm dagegen ändert sich bei einer Eichtrafo: m 2 BB µ B µ m 2 B(B µ µ α)(b µ µ α) m 2 BB µ B µ Daraus folgt, dass die Bosonmasse null sein muss. In der QED ist das auch genau richtig: Die Photonmasse ist null. Analog ist es in der QCD mit der Gluonmasse null. Etwas anders sieht es aus in der Eichtheorie der elektroschwachen WW. Die Eichgruppe ist hier die SU(2) L U(1) Y. Genau wie die QED erzwingt diese Eichtrafo eine verschwindende Bosonmasse. Hinzu kommt noch, dass die Fermionmasse ebenfalls null sein muss, denn m f ΨΨ = m f (Ψ R Ψ L + Ψ L Ψ R ) ist NICHT invariant, weil nur Ψ R invariant unter SU(2) L -Transformationen ist. Das widerspricht aber den experimentell gemessenen Daten: Die Masse der W- und Z-Bosonen

4 4 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken beträgt 80 GeV bzw. 91 GeV und auch die Fermionen sind massiv! Das heisst, die Eichtheorie der elektroschwachen WW sagt zunächst sowohl die Massen der Fermionen als auch die der Bosonen falsch vorraus! 3 Der Higgsmechanismus Einen Ausweg, der es erlaubt das SM aufrecht zu erhalten, ohne die experimentellen Daten in Frage zu stellen präsentierte 1964 der schottische Physiker Peter Higgs. Er schlug vor, dass Teilchen von sich aus gar keine Masse haben, sondern diese erst durch WW mit einem überall präsenten Hintergrundfeld, dem sog. Higgs-Feld, erhalten. Dieses wird nun Schrittweise eingeführt. Als erstes führen wir ein komplexes Feld ein: Die Lagrangedichte zu diesem Feld ist Peter Higgs wählte das Potential(Abb.1) zu Φ = 1 2 (Φ 1 + iφ 2 ) L = T V = 1 2 ( µφ)( µ Φ) V (Φ) V = µ 2 ΦΦ + λ 2 (ΦΦ ) 2 Abbildung 1:

5 5 Wichtig ist, dass dieses Potential achsensymmetrisch um den Ursprung ist, dessen Minimum aber gerade nicht im Ursprung liegt sondern bei Φ 0 = µ 2λ e iθ Befindet sich Φ im Grundzustand, so sieht es also die Symmetrie nicht, man spricht von Spontaner Symmetriebrechung Wählt man jetzt θ = 0 und setzt µ = v, dann lässt sich Φ um den Grundzustand λ entwickeln gemäß Φ = 1 (v + η(x) + iζ(x)) 2 η und ζ sollen klein sein. Man setzt diese Entwicklung unter Vernachlässigung von Termen dritter und vierter Ordnung in die Lagrangedicht ein und erhält [ ] [ 1 1 L = 2 ( µη)( µ η) µ 2 η ( µζ)( ζ)] µ Der erste Summand beschreibt ein Teilchen η mit der Masse 2µ. Der zweite Summand beschreibt ein sog. masseloses Goldstone-Boson (Nach dem Theorem von Jeffrey Goldstone führt jede spontane Symmetriebrechung der Lagrangedichte zur Entstehung eines solchen masselosen Bosons). Zusätzlich zum Higgsfeld fügen wir nun noch das elektromagnetische Feld hinzu. Mit der kovarianten Ableitung D µ = µ + iqa µ und dem Feldtensor F µν ergibt sich bei einer Entwicklung analog zu oben [ ] [ 1 1 L = 2 ( µη)( µ η) µ 2 η ( µζ)( ζ)] µ 1 4 F µνf µν q2 v 2 A µ A µ + qva µ ( µ ζ) Man stellt nun so um, dass Terme mit ζ und A zusammengefasst werden und erhält [ ] 1 L = 2 ( µη)( µ η) µ 2 η F µνf µν + 1 ( 2 q2 v 2 A µ + 1 ) ( vq ( µζ) A µ + 1 ) vq ( µ ζ) Jetzt nutzt man aus, dass L invariant gegenüber Phasentransformationen ist und wendet ( ) 1 A µ = A µ + µ vq ζ(x) auf die Lagrangedichte an. Daraus ergibt sich [ ] 1 L = 2 ( µη)( µ η) µ 2 η F µνf µν q2 v 2 A µa µ Terme mit ζ sind durch die Phasentransformation herausgefallen. Man sagt, das Photonfeld hat das Goldstone-Boson verschluckt. Ausserdem hat das Photonfeld durch den

6 6 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken dritten Summanden eine Masse bekommen. Dies ist aber noch nicht das Ziel. Das Photon soll masselos bleiben, stattdessen sollen die W- und Z-Bosonen eine Masse erhalten. Dazu muss die ganze Prozedur in der Theorie der elekroschwachen WW statt in der QED durchgeführt werden. Für das Higgs-Feld wird entsprechend ein SU(2)-Dublett gewählt ( ) ( Φ + Φ + Φ = Φ 0 = 1 + iφ + ) 2 Φ iφ 0 2 Es wird angenommen, dass der energetisch tiefste Zustand eine von null verschiedene Amplitude des neutralen Higgs Feldes ergibt, während der Vakuumerwartungswert für das geladene Higgs-Feld verschwindet, denn dieser würde dem Photon Masse geben. Daher ist Die elektroschwache Lagrangedichte ist mit der kovarianten Ableitung Φ 0 = 1 2 ( 0 v L = (D µ D µ ) 1 4 F i µνf iµν 1 4 f µνf µν D µ = µ + i g 1 2 τw µ + i g 2 2 B µ Dabei ist τ der Vektor der Paulimatrizen und g 1 und g 2 sind Kopplungskonstanten.f µν ist wie F µν ebenfalls ein Feldtensor. Entwickeln wir nun wieder Φ um den Grundzustand und setzen die Entwicklung in die Lagrangedichte ein und erhalten nach analogen Umformung zu eben [ ] 1 L = 2 ( µη)( µ η) µ 2 η F µνf i iµν 1 4 f µνf µν + 1 g 1 v 2 ( W + µ 2 + W 2 ) 2 4 µ + 1 v g 2B µ g 1 W 3µ 2 Der erste Summand entspricht wieder einem Teilchen η mit Masse 2µ. Dies ist das Higgs- Boson. Die nächsten beiden Summanden enthalten die Feldstärketensoren der elektroschw. WW. Der vierte Summand ordnet den W Bosonen die Masse g 1v zu. Der letzte Term lässt 2 sich auch schreiben als 1 g 1 v 2 Z 2 4 cos 2 µ 2 θ W θ W ist dabei der Weinbergwinkel (auch elektoschw. Mischungswinkel genannt). Der Vergleich mit dem dritten Summanden zeigt, dass m Z = cos θ W ist. Dieses Verhältnis zwischen W- und Z-Masse ist genau das, was man gemessen hat! Das ist zweifelsohne ein erster Erfolg für das Higgs-Modell. An dieser Stelle sei noch erwähnt, dass auch Fermionen eine Masse erhalten. Die zugehörige Kopplung nennt man Yukawa- Kopplung. Der einzige Haken an der Theorie ist, dass das Higgs-Boson bislang noch nicht gefunden wurde. m w )

7 7 4 Die Suche an den großen Beschleunigern 4.1 Massengrenzen Will man nach dem Higgs suchen, dann muss man sich als erstes überlegen, in welchem Massenbereich man überhaupt suchen muss. Im vorherigen Kapitel wurde gezeigt, dass die Higgs-Masse nur von µ abhängt. µ ist in der Theorie aber leider ein freier Parameter. Trotzdem kann man m H eingrenzen. Die beste untere Grenze erhält man aus den Experimenten am LEP-II. Hätte das Higgs eine Masse von weniger als 114,1 GeV [1], so hätte man es dort entdeckt. Etwas komplizierter ist es bei der oberen Grenze. Eine solche erhält man durch Überlegungen zum Hochenergieverhalten bei W-Paarproduktion aus e + e. In niedrigster Ornung würde man Erwarten, dass nur die drei Feynman-Graphen aus Abb.2 zum Wirkungsquerschnitt beitragen. Abbildung 2: Wäre dem so, dann würde der Wirkungsquerschnitt bei hohen Energien die Unitaritätsgrenze überschreiten. Es muss also noch mind. einen Graphen geben, der destruktiv zum Wirkungsquerschnit beiträgt. Nimmt man an, dass dieser Graph der aus Abb.3 ist, dann kann man ausrechnen, dass die Masse des Higgs 1 TeV [2] nicht überschreiten darf, denn sonst würde dieser Graph nicht genug beitragen.

8 8 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken Abbildung 3: 4.2 Zerfallskanäle Abbildung 4: Zerfallskanäle des Higgs - logarithmische Auftragung Da die Lebensdauer des Higgs-Bosons zu kurz ist, als dass man es in einem Detektor nachweisen könnte, muss man nach dessen Zerfallsprodukten suchen. In was das Higgs zerfällt ist von seiner Masse abhängig. Je höher die Masse eines Teilchens um so stärker die Kopplung an das Higgs. Es wird also immer dominant in die kinematisch schwerstmöglichen

9 9 Teilchen zerfallen. Wie Abb.4 verdeutlicht sind das für Massen unter 140 GeV bb-paare. Bei höheren Massen wird der Zerfall in die massiven Eichbosonen dominant. 4.3 Higgs-Suche am LEP Der erste Run des Elektron-Positron-Colliders LEP von wurde bei Schwerpunktsenergien um 91 GeV gefahren und diente hauptsächlich zur Untersuchung der Z-Resonanz. Interessanter für die Higgs-Suche ist der zweite Run, bei dem zwischen 1995 und 2000 die Schwerpunktsenergie bis auf 209 GeV erhöht wurde. Es standen vier Detektoren zur Verfügung, die sich alle mehr oder weniger ähneln: ALEPH, DELPHI, L3 und OPAL Der ALEPH-Detektor Abb.5 zeigt als Beispiel einen Querschnitt durch den ALEPH Detektor. Die Tube in der Mitte ist das Strahlrohr, durch das e + und e eingeschossen werden. Direkt daran an schliessen sich der Vertex-Detektor(VDET) und die inneren Spurkammern(ITC). Es ist wichtig, dass diese beiden so nah am Strahlrohr liegen, denn sie werden zur Rekonstruktion der Vertizes benutzt. Ein Sekundärvertex kann (wie z.b. bei einem B-Meson) nur wenige mm vom Primärvertex entfernt liegen. Beim VDET handelt sich um einen Silizium-Streifendetektor, die ITCs sind Driftkammern, also Gasdetektoren. Die nächste Detektorkomponente sind die Zeitprojektionskammern (TPC). Diese sind ebenfalls Gasdetektoren. Parallel zur Strahlachse befindet sich ein elektrisches Feld, so dass Ladungen, die von einem Teilchen freigesetzt werden, welches die Kammer durchquert, zu den Enden der Kammer driften, wo sie ausgelesen werden. Die Projektion der x-y-koordinate gewinnt man sofort aus dem Ort, an dem die Ladung ankommt. Die z-koordinate erhält man aus dem Zeitpunkt an dem eine Ladung dort ankommt. Da gleichzeitig in der Kammer noch ein B-Feld angelegt ist kann man aus der Bahnkrümmung der Teilchen den Impuls errechnen. Um die TPC herum schliesst sich als nächste Schicht das elektromagn. Kalorimeter(ECAL) an. Es besteht abwechselnd aus Bleischichten und Vieldrahtkammern. Fällt z.b. ein Elektron oder Photon in das ECAL ein, so wird im Blei ein elektromagn. Schauer erzeugt, der durch die Drahtkammern ausgelesen werden kann. Aus der erzeugten Ladungsmenge kann man auf die Energie schliessen, die im ECAL deponiert wurde. Die nächste Detektorschicht ist das hadronische Kalorimeter(HCAL). Es ist besonders dick, damit auch wirklich alle Hadronen ihre Energie in Form von hadronischen Schauern dort verlieren, und man dann davon ausgehen kann, das alle Teilchen, die ganz aussen in den Myonenkammern (muon chambers) nachgewiesen werden auch wirklich Myonen sind - alle anderen Teilchen sind bis dahin zerfallen oder steckengeblieben. Ausser Neutrinos, diese verlassen den Detektor unbeobachtet.

10 10 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken Abbildung 5: LEP-Produktionskana le Da die Masse von e+ und e und damit auch deren Kopplung an das Higgs-Boson zu klein ist, um nutzbare Wirkungsquerschnitte zu erzielen, ist es sinnvoll, den Produktionskanal aus Abb.6 zu betrachten. Ein Nachteil dieses Prozesses ist es, dass man zusa tzlich zu der Schwerpunktsenergie, die notwendig ist um das Higgs zu produzieren, man noch die Schwerpunktsenergie aufbringen muss um ein (virtuelles oder reelles) Z zu produzieren.

11 11 Abbildung 6: sog. Higgs-Strahlung Abb.7 gibt den Wirkungsquerschnitt für diesen Higgs-Prozess (durchgezogene Linien, für verschiedene Higgs-Massen) und für verschiedene Untergrundprozesse an. Wie man sieht liegt der Wirkungsquerschnitt für die Untergrundprozesse um Größenordnungen höher - ein großes Problem bei der Suche nach dem Higgs. Abbildung 7:

12 12 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken Ereignistopologien Wir haben eben gesehen, dass in dem Massenbereich, den das LEP erzeugen kann (m H < 209GeV 91GeV = 118GeV ) das Higgs hauptsächlich in bb zerfällt. Das Z-Boson zerfällt dominant in Quarks. Also ist der häufigste Kanal der sog. 4-Jet-Kanal : HZ bb + qq In diesem Kanal sucht man nach vier Quarkjets, von denen sich aus zweien die invariante Z-Masse rekonstruieren lässt und die anderen beiden b-flavor enthalten. Das Prüfen auf b-flavor nennt man im Fachjargon b-tagging. Dabei sucht man nach Sekundärvertizes, die aus dem Zerfall von b-mesonen stammen. Diese sind typischerweise einige mm vom Primärvertex entfernt. Der zweite Kanal ist der sog. Missing-Energy-Kanal : HZ bb + νν Man sucht ebenfalls mit Hilfe von b-tagging nach b-jets, ausserdem nach erheblichen fehlendem Impuls und Energie, aus denen sich die Z-Masse rekonstruieren lässt. Ebenfalls möglich ist der leptonische Kanal : HZ bb + e + e HZ bb + µ + µ Wieder werden die b s durch b-tagging identifiziert. Myonen erkennt man daran, dass sie als einzige eine Spur in der Myonenkammer hinterlassen und Elektronen anhand ihrer Signatur in der Zeitprojektionskammer und im elektromagn. Kalorimeter. Ausserdem gibt es noch den sog τ-kanal : HZ qq + ττ Dabei kann sowohl das Higgs selber als auch das Z-Boson in ein ττ-paar zerfallen Background Diese im vorherigen Kapitel beschriebenen Signalprozesse werden durch eine Reihe von Untergundprozessen überlagert, die die Messung stören. Prozesse wie e + e γγ oder

13 13 e + e qq lassen sich leicht herausfiltern, da sie eine ganz andere Topologie als die Signalprozesse haben. e + e W + W ist ebenfalls ein möglicher Untergrundprozess. Die W s können weiterzerfallen in Lepton+Neutrino oder auch in Quarks. W-Bosonen können jedoch nicht in b-quarks zerfallen, so das b-tagging ein zuverlässiger Filter für diesen Prozess ist. Ein besonders tückischer Untergrundprozess ergibt sich, wenn e + oder e schon vor der Kollision ein Photon abstrahlen, und es so zu einem geboosteten Z-Event kommt, bei dem das Z in bb zerfällt. Dieser Prozess immitiert sozusagen den Missing-energy-Kanal. Der wesentliche Untergrundprozess am LEP ist jedoch e + e ZZ. Diese Events können 4 Jets haben, 2 Jets und fehlende Energie, 2 Jets und Lepton-Antilepton oder auch 4 Leptonen. Die Jets haben einen hohen b-quark Anteil, so dass b-tagging kein zuverlässiger Filter ist. Man kann also, wenn nur ein einzelnes Ereignis betrachtet nicht sagen, ob es sich wirklich um ein Higgs-Event handelt. Erst nach vielfacher Wiederholung eines Experiments kann man mit Hilfe der Statistik entscheiden, ob Higgs-Prozesse beteiligt sind oder nicht. Erst wenn ein Messwert mit einer Signifikanz von fünf Standardabweichungen von dem der Hintergrundprozessen abweicht spricht man von einer Entdeckung LEP-Ergebnisse Bis ins Jahr 2000 konnte am LEP kein Signalüberschuss gemessen werden, der die Vermeldung einer Entdeckung rechtfertigen würde. Als im Sommer 2000, kurz vor der endgültigen Abschaltung des Beschleunigers die Schwerpunktsenergie bei 206 GeV lag, meldete die ALEPH Kollaboration einen Signalüberschuss im 4-Jet Kanal. Es wurde beschlossen, die Laufzeit um 4 Wochen zu verlängern, so dass 542pb 1 an Daten im Bereich zwischen 206 GeV und 209 GeV gesammelt werden konnten. Die Analyse der Daten bescheinigte ALEPH einen Signalüberschuss, die Daten von DELPHI hingegen waren absolut Untergrundartig. Die Ergebnisse von L3 und OPAL sind mit beiden Thesen vereinbar. Die Kombination der Daten aller Detektoren weisst mit einem Signalüberschuss von 2,1σ auf ein Higgs-Teilchen mit einer Masse von 115,6 GeV hin [3]. Dies ist allenfalls ein dezenter Hinweis. Um diesen zu verifizieren oder zu falsifizieren wäre die Erhebung einer größeren Datenmenge nötig gewesen. Ein weiteres wichtiges Ergebnis von LEP war, dass ein Higgs-Boson mit einer Masse kleiner als 114,1 GeV mit über 95%iger Wahrscheinlichkeit ausgeschlossen werden kann. 4.4 Higgs-Suche am TeVatron Seit 1992 ist der Proton-Antiproton-Collider TeVatron am Fermilab bei Chicago in Betrieb. Seit dem Start des zweiten Runs im Jahr 2001 erreicht er eine Schwerpunktsenergie von 2 TeV. Die Schwerpunktsenergie der Quarks in den (Anti)Protonen, zwischen denen letztendlich die Kollision stattfindet ist ungefähr eine Größenordnung kleiner. Man wird

14 14 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken bis zum Ende des Runs eine integrierte Luminosität von ca. 10fb 1 zu erreichen. Zur Suche stehen die beiden Detektoren D0 und CDF zur Verfügung Produktionskanäle Die wesentlichen Produktionskanäle bei pp-kollisionen sind in Abb.8 dargestellt: a) Der häufigste Produktionsprozess ist die sog. Gluon-Fusion. Über den Umweg einer Dreiecksschleife (z.b. mit umlaufendem Top-Quark) entsteht ein einzelnes Higgs. b) Die sog. Vektorboson-Fusion. Dabei fusionieren von Quarks abgestrahlte W- oder Z-Bosonen zu einem Higgs. Falls ein W abgestrahlt wird ändern die Quarks dabei ihren Flavor. c) Die sog. assoziierte W/Z-Produktion. Gegenüber der Gluonfusion hat diese den Vorteil, dass neben dem Higgs noch ein weiteres Teilchen entsteht, welches weiterzerfällt, und es so zu eindeutigeren Signaturen kommt. d) Ausserdem trägt noch die Higgs-Produktion mit einem assoziierten Top-Paar zum Wirkungsquerschnitt bei.

15 15 Abbildung 8: Ereignistopologien Für Higgs-Massen unter 140 GeV ist es schwierig die Gluon-Fusion zu nutzen, da dort H hauptsächlich in bb zerfällt, und bb in einem Hadron-Collider natürlich ständig durch QCD- Prozesse entsteht. Das Verzweigungsverhältnis von H γγ ist zu gering um es vom Untergrund zu separieren. Deshalb sucht man in diesem Bereich nach Endzuständen, bei dem neben dem Higgs-Boson noch ein Vektorboson entsteht (assoziierte W/Z-Produktion). Für diese Prozesse ist allerdigs der Wirkungsquerschnitt rund zwei Größenordnungen kleiner als bei der Gluonfusion. So geht dringend benötigte Statistik verloren. Der Untergrund zu diesem Signalprozess setzt sich aus W + bb und Z + bb zusammen. Um den Signalprozess vom Untergrund zu separieren müsste man die Verteilung der invarianten Masse der bb-paare betrachten. Stammen sie aus QCD-Gluonstrahlung, dann sollte sich eine breite Verteilung ergeben, während sich bei bb-paaren aus einem Higgs-Zerfall ein Peak bei der Higgs-Masse zeigen sollte. Damit dieser Peak sichtbar wird braucht man allerdings genug Statistik. Liegt die Higgs-Masse über 140 GeV, so dass der Zerfall in massive Eichbosonen möglich ist, ist es auch wieder sinnvoll nach Higgs-Teilchen aus der Gluon-Fusion zu suchen, aber natürlich auch weiterhin nach assoziierten Vektorbosonen. Der problematischste Untergrund besteht dann aus herkömmlichen WW-, ZZ- und WZ-Produktion.

16 16 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken Entdeckungspotential Aus Abb.9 ist zu erkennen, dass man, falls die Higgs-Masse bei 115 GeV liegt, für eine Entdeckung mit 5σ-Signifikanz eine Datenmenge von 11fb 1 bräuchte. Für höhere Higgs-Massen sogar noch mehr. Nach der momentanen Einschätzung wird aber eine solche Datenmenge jedoch nicht erreicht. Abbildung 9: Quelle:[4] 4.5 Higgs-Suche am LHC Im April 2007 soll der Proton-Proton-Collider LHC am CERN seinen Betrieb aufnehmen. Die Schwerpunktenergie wird 14 TeV betragen. Die beiden Universal-Detektoren ATLAS und CMS werden auf die Suche nach dem Higgs gehen, während LHC-B CP-Verletzung im b-system untersuchen soll und im ALICE-Detektor ein Quark-Gluon-Plasma hergestellt werden soll. Die integrierte Luminosität pro Jahr soll bereits in der ersten Betriebsphase 10fb 1 betragen und nach zwei Jahren sogar auf 100fb 1 erhöht werden Produktionskanäle und Ereignistopologien Die Produktionskanäle am LHC sind im Prinzip die gleichen wie am TeVatron. Alle Ereignistopolgien, nach denen man am TeVatron sucht, können auch am LHC genutzt werden. Allerdings werden durch die extrem hohe Luminosität noch weitere Events interessant. Bei niedrigen Energien unter 140 GeV wird H γγ (Abb.10) eine wichtige Rolle spielen. Ein solches Ereignis ist sehr gut im Detektor nachzuweisen, durch zwei Einschläge

17 17 im ECAL, aber ohne Spuren in der ITC oder TPC. Da es ein verhältnismäßig seltenes Ereignis ist, müssen ATLAS und CMS mit guten ECALs ausgestattet werden. Überlagert wird dieser Signalprozess durcht den normalen QED-Prozess qq γγ. Durch die hohe Luminosität sollte sich aber trotzdem bei der Higgs-Masse ein Peak über dem Untergrund abzeichnen. Abbildung 10: Besonders interessant bei Higgs-Massen über 140 GeV wird der Zerfall H ZZ l + l l + l Er ist kaum von Background überlagert und sein Verzweigungsverhältnis steigt mit zunehmender Higgs-Masse stark an. Mit einem guten ECAL und guten Myonenkammern ergibt dieser Prozess eine sehr charakteristische Signatur, die gut im Detektor nachzuweisen ist Entdeckungspotential Das Entdeckungspotential am LHC ist hervorragend. LHC deckt den kompletten möglichen Energiebereich ab. Meistens ist sogar die Entdeckung in mehreren Kanälen möglich(von denen hier nicht jeder diskutiert wurde). Bei einer Luminosität von 10fb 1 ist innerhalb von zwei Jahren mit einem Ergebnis zu rechnen, d.h. LHC findet das Higgs-Boson oder schliesst es aus! 5 Fazit Sollte das Higgs-Teilchen am LHC entdeckt werden, dann ist das eine hervoragende Bestätigung des Standardmodells. Seine Eigenschaften sollten uns ein weitgehendes Verständnis

18 18 Die Suche nach dem Higgs-Boson Stefan Brisken elektroschwacher Prozesse ermöglichen. Falls es das Higgs-Boson nicht gibt, dann ist etwas grundlegend falsch mit unserem Verständnis des Standardmodells und andere Theorien müssen in Betracht gezogen werden. 6 Literatur zum Thema Peter Schmüser - Feynman-Graphen und Eichtheorien für Experimentalphysiker 7 Quellenangaben [1] p8 [2] p3 [3] p4 (Die Signifikanz wurde erst nach Veröffentlichung dieses Papers auf 2, 1σ nach unten korrigiert.) [4] p153 Fig.103