Wie erhalten Teilchen Masse? Das Higgs-Boson. Hadron-Kollider-Experimente bei sehr hohen Energien. Hadron-Kollider-Experimente bei sehr hohen Energien
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- Dominik Hofmann
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1 Hadron-Kollider-Experimente bei sehr hohen Energien Hadron-Kollider-Experimente bei sehr hohen Energien Wie erhalten Teilchen Masse? Das Higgs-Boson Charlotte Hellmann Betreuerin: Dr. Kerstin Hoepfner
2 Überblick Theoretischer Teil - Probleme des Standardmodells der Elementarteilchenphysik - Spontane Symmetriebrechung - Weinberg-Salam-Modell Eichbosonmassen - Yukawa-Term Fermionmassen Experimenteller Teil - Massengrenzen LEP-Ergebnisse - Suche an hadronischen Beschleunigern Erzeugungsmechanismen Zerfallskanäle Suchstrategien
3 Überblick Theoretischer Teil - Probleme des Standardmodells der Elementarteilchenphysik - Spontane Symmetriebrechung - Weinberg-Salam-Modell Eichbosonmassen - Yukawa-Term Fermionmassen Experimenteller Teil - Massengrenzen LEP-Ergebnisse - Suche an hadronischen Beschleunigern Erzeugungsmechanismen Zerfallskanäle Suchstrategien 3
4 Rekapitulation: Standardmodell der Elementarteilchenphysik I Wechselwirkungen im SM elektromagnetisch schwach stark keine Gravitation Exp. Massen der Eichbosonen WW Eichboson Masse el-mag. Photon 0 schwach W-Bosonen 80,4 GeV Z-Boson 9, GeV stark Gluon 0 4
5 Rekapitulation: Standardmodell der Elementarteilchenphysik II Theorie des SM: Quantenfeldtheorie, basierend auf lokaler Eichinvarianz Invarianz der Lagrangedichte unter lokalen Eichtransformationen Einführung von Eichfeldern neben den Materiefeldern Infinitesimale Symmetrietrafo s: A U e i ε ( x ) = T A Ψ A A Renormierbarkeit (t Hofft) Theoretische Vorhersagen, experimentelle Prüfung Ψ Ψ + i A ε A g ( x ) T ε Α Α A A + ( x ) + A Ψ Generatoren der Symmetriegruppe f ABC A B ε ( x ) C Strukturkonstanten 5
6 Lagrangedichte des elektroschwachen SM I SM: Eichgruppe SU ( ) L U ( ) Y L = L + SM Eichfelder L Fermion 4 4 W B ν ν W B ν ν Kinetische Terme der Eichfelder Selbst-WW der Eichbosonen Feldstärketensoren A Α Α ABC Β C G ν = A ν ν A + f A A ν Kein Massenterm für Eichfelder m A A A nicht invariant unter A ABC B A A + Α Α ε + f A ε g C 6
7 Lagrangedichte des elektroschwachen SM II L = L + SM Eichfelder L Fermion L + γ R γ ( i ( i g g τ ' Y W B ) R g ' Y B ) L Kinetische Terme der Materiefelder WW der Leptonen und Quarks mit W,Z, γ Kein Massenterm für Materiefelder m ΨΨ = m f ( RL LR) f + Materiefelder: L linkshändiges SU() Dublett, z.b. R rechtshändiges SU() Singulett, z.b. L = ν e e L R =e R kein SU() Singulett, nicht invariant unter SU() L 7
8 Problem des SM: Fehlende Massenterme Problem: Massenterme brechen Eichinvarianz Theorie wäre nicht renormierbar Möglicher Ausweg: Higgsmechanismus (964, Peter Higgs) Erzeugung von Teilchenmassen durch spontane Symmetriebrechung ohne Brechung der Eichinvarianz von L Prinzip: - zusätzliches Feld φ in Lagrangedichte, φ komplex, skalar -Lweiterhin lokal eichinvariant unter Symmetrietrafo s - Kopplung der Eichfelder an φ Massenterme für Eichfelder 8
9 Erzeugung von Teilchenmassen: Spontane Symmetriebrechung Beispiel: Brechung einer U()-Symmetrie I Ansatz: * L Higgs = φ φ V( φ ) V ( φ ) < = 0, λ φ > LHiggs global U()-eichsymmetrisch, kein Massenterm * φ 0 + λ ( φ * φ ) φ Minima: + φ = v λ Dynamik: Störungsentwicklung Wähle Grundzustand: L = φ = v, φ = 0 φ = (v + η ( x ) + i ξ ( x ) ( ξ ) + ( η ) + η + O ( η ) + O ( ξ ) + O ( η ) + ( ξ ) +const. 4 O ) Symmetriebrechung Kinetischer Term ξ Feld Kinetischer Term η Feld Massenterm η Feld 9
10 Beispiel: Brechung einer U()-Symmetrie II Zusätzliche Forderung: lokale U()- Eichinvarianz D = ia T L * Higgs = D φ D φ V( φ ) L Dynamik: Störungsentwicklung Wieder: φ = v, φ = 0 φ = (v + η ( x ) + i ξ ( x ) Higgs = ν e ( ) ( ) ν ξ + η + F F λ v η + e v A A va ξ ) Kinetische Terme ξ, η, A Felder +weitere WW Terme Massenterm η Feld Massenterm Α Feld 0
11 L Beispiel: Brechung einer U()-Symmetrie III Massen: m v, m = 0, m = A e v = η λ ξ massives Higgs-Boson zusätzlicher Polarisationsfreiheitsgrad Freiheitsgrad ξ-feld Eichfreiheit Higgs Umeichung ν 3 ( η ) F F λ v η + e v A A λ v η + ve A A η + e A 4 = η ν A Massenterme WW Higgs mit Eichfeld Kinetische Terme η, A Felder Higgs-Selbst-WW
12 Erzeugung von Teilchenmassen: Weinberg-Salam-Modell SU ( ) ( ) Eichgruppe Y L U Higgsmechanismus 4 Eichfelder γ, W,Z L Higgs * = φ φ < 0, λ > 0 * φ φ + Ansatz: Isospindublett, Y= λ ( * φ φ = φ ) + φ φ 0, Spontane Symmetriebrechung & lokale Eichinvarianz Koplungskonstanten im SM γ masselos, W-,Z-Bosonen massiv massives, skalares Higgs-Boson m λ v, M - H = + / = W Z = v g + g' Vorhersage des Weinberg-Salam-Modells: = cos( ) M M W θ W Z vg, M
13 Erzeugung von Teilchenmassen: Yukawakopplung selbes Isospindublett φ = Eichinvarianter Zusatzterm + φ φ 0 L Yukawa = ( L φ R + R L ) G e φ Grundzustandswahl, Symmetriebrechung z.b. erste Leptonfamilie: L Yukawa G = G e ( e e + e e ) ( e e e e )h e v + L R R L L R R L G m = v m e e Massenterm Elektron Elektron-Higgs-WW e 3
14 Massenparameter und Kopplungen an das Higgs I Eichbosonen Higgsmechanismus: Keine Vorhersage der Eichboson-Massen Theorie: Experimentell: M + / - M W Z = = vg, v g + g' M M Z = ( 80,403 ± 0,09 ) + W / - = ± GeV, ( 9,876 0,00 )GeV ) M W g Vorhersage: = = cos( θ W ) M Z g + g ' wobei e = g sin( θ W ) = g 'cos( θ W aus Higgsmechanismus Kopplungen: igm W ig 4 4
15 Massenparameter und Kopplungen an das Higgs II Fermionen und Higgs-Boson Higgsmechanismus: Keine Vorhersage der Fermion-Massen m = e G e v G e in Theorie frei wählbar Kopplung an Fermionen, Bsp. Elektron: g m e i M W m e Kopplungsstärke zu Masse proportional Higgs-Zerfall: dominant in kinematisch schwerstmögliches Fermion m = λ Higgsmasse v= Minimum Higgspotential H v Fermikonstante G F = g 8M W = v v = 46GeV 5
16 Überblick Theoretischer Teil - Probleme des Standardmodells der Elementarteilchenphysik - Spontane Symmetriebrechung - Weinberg-Salam-Modell Eichbosonmassen - Yukawa-Term Fermionmassen Experimenteller Teil - Massengrenzen LEP-Ergebnisse - Suche an hadronischen Beschleunigern Erzeugungsmechanismen Zerfallskanäle Suchstrategien 6
17 Bisherige Ergebnisse experimentelle Higgssuche Theoretische Forderungen: - obere Grenze: Unitarität Streumatrixelement - untere Grenze: Quantenkorrekturen Higgspotential nicht größer als Potential selbst 7 GeV < m H < TeV Experimentelle Masseneinschränkung - vor allem: LEP (CERN, ) m H > 4,4 GeV außerdem genaueste Bestätigung = cos( ) M M W θ W Z 7
18 Higgssuche am LEP-Beschleuniger LEP e + e - -Kollider Betriebsdauer Schwerpunktsenergie 9 GeV (LEP I) 09 GeV (max. LEP II) Experimente ALEPH, DELPHI, L3, OPAL 8
19 Direkte Higgssuche am e + e - -Beschleuniger LEP LEP II: kein Higgs entdeckt Higgserzeugungsmechanismus: LEPII Massenabschätzung: Erzeugung ruhendes Higgs H ( ) m > 06 9 GeV 5 s LEPII m Z GeV Massengrenze LEP (003) m H > 4,4 GeV 9
20 Indirekte Higgssuche Strahlungskorrekturen I Indirekter Ausschluß: Strahlungskorrekturen G F = M πα sin ( W θ W ) r r: in führender Ordnung auch Higgsschleifen: H Führende Terme: r r H t ln( M t M M H W ) Kenntnis von m t Vorhersage für m H möglich 0
21 Indirekte Higgssuche Strahlungskorrekturen II Ergebnis: m H = 85 GeV (+39 und -8) GeV ( 68% CL aus χ = ) ohne Berücksichtigung der exp. Ausschlußes : m H < 66 GeV (one-sided 95% CL aus χ =,7) unter Berücksichtigung des exp. Ausschlußes : m H < 99 GeV (one-sided 95% CL aus χ =,7)
22 Higgssuche an hadronischen Beschleunigern TeVatron(Fermilab) und LHC(CERN) TeVatron pp -Kollider Betriebsdauer Schwerpunktsenergie (TeV),96(RunI) -,98(RunII) 4 Luminosität (0 30 cm - s - ) LHC pp -Kollider Exp. für Higgssuche CDF, D0 ATLAS, CMS
23 Erzeugungsmechanismen an hadronischen Maschinen I Gluonfusion, Higgserzeugung durch top-loop qq Higgs-Strahlung nach -Fusion tt-fusion Vektorboson-Fusion 3
24 Erzeugungsmechanismen am Tevatron Wirkungsquerschnitte für Higgserzeugung am TeVatron p p H + X WQ abhängig von Higgsmasse Suchbereich TeVatron bis m H O(00 GeV) Gluonfusion dominanter Prozeß leichtes Higgs: auch qq -Fusion m H O(00 GeV) auch qq h SM qq 4
25 Erzeugungsmechanismen am LHC Wirkungsquerschnitte für Higgserzeugung am LHC pp H + X LHC: gesamter möglicher Bereich für m H abgedeckt, bis m H O( TeV) Dominant: gg-fusion starker Abfall weiterer Kanäle ab m H O(00TeV), bis auf qq h SM qq, Vektorboson-Fusion wichtiger Prozeß falls schweres Higgs ab m H O(800TeV) 5
26 Erzeugungsmechanismen an hadronischen Maschinen III Verhalten von σ Η in Abhängigkeit der Schwerpunktsenergie (angenommene Masse m H =500 GeV) relativ starker Anstieg σ Η mit wachsender Schwerpunktsenergie σ Η über 9 Größenordnungen unter σ tot effiziente Selektion weniger Ereignisse aus hohem Untergrund 6
27 Zerfallskanäle des Higgs-Bosons dominanter Zerfall in kinematisch schwerstmögliches Fermion ab Eichbosonschwelle dominanter Zerfall in W,Z-Bosonen top-zerfall erst ab O(m t ) relevant LEP Region TeVatron LHC 7
28 Zerfallskanäle und totale Zerfallsbreite des Higgs-Bosons starke Zunahme der totalen Zerfallsbreite ab m H =80 GeV - betrifft vor allem LHC H ZZ 4 - Bsp.: Simulation für CMS 8
29 vor allem Erzeugung gg H σ gg H O Higgssuche am TeVatron I Zerfall (pb) m H < 30 GeV bb trotz QCD-Untergrund möglich m H > 30 GeV Eichboson-Zerfall, z.b. H WW lνlν 9
30 Higgssuche am TeVatron II Wichtige Größe für Higgssensitivität: Luminosität 95% CL Ausschluß mit 8 fb - bis ~40 GeV 3σ Evidenz mit 8 fb - bis ~30 GeV design-luminosity Ende 009: 4-8fb - Higgsentdeckung am TeVatron sehr schwer 30
31 Higgssuche am LHC I Erzeugung Zerfall Besonders: QCD-Untergrund für Suche im bb -Kanal zu groß gg H qq Hqq σ gg->h von O((00-0,) pb) σ qq->hqq von O((0-0,) pb) m H < 35 GeV m H > 35 GeV H γγ H WW (*) lνlν m H > 35 GeV H ZZ (*) llll 3
32 Higgssuche am LHC II H γγ Suche für Massenbereich m H < 35 GeV schwieriger Kanal, großer Untergrund σ σ H γγ γγ 60, = m H 0 GeV γγ γγ, gg qq Untergrund irreduzibel gute Auflösung ECAL CMS: PbWO 3 -Kristalle mit % M γγ Auflösung Massenrekonstruktion aus M γγ 3
33 Rekonstruktion pν, transversal nutze W-Massen-Constraint zur messe pe, transversal, 33 durch Jet-Veto W t b Wb Wb lν lν bb Massenrekonstruktion: reduzibel WW lν lν tt Wb Wb lν lν bb Untergrund Abbruchkante: Ereignisse in transversaler Ebene mlletmiss (GeV) lν ν lν ν gutes Signal/Untergrund-Verhältnis WW(*) Suche für Massenbereich mh > 35 GeV H Higgssuche am LHC II
34 Higgssuche am LHC II H ZZ (*) ll ll I Suche für Massenbereich m H > 35 GeV H ZZ* e e e e Signal Untergrund H ZZ* Signal Untergrund 34 Ereignisse/GeV Ereignisse/0.5 GeV m4e [GeV] Signal im 4 Lepton Kanal m 4 [GeV] sehr klares Signal, gutes Signal/Untergrund-Verhältnis irreduzibler Untergrund ZZ llll
35 Higgssuche am LHC II H ZZ ll ll II Goldener Kanal: H ZZ besser als Elektronen, da kein el.-mag. Schauer und Bremsstrahlung vernachlässigbar Massenbestimmung aus invarianter Masse der 4 Leptonen Myonenkammern 35
36 Higgssuche am LHC III Entdeckungspotential Drei Prozesse decken gesamten Massenbereich ab Jahr bei hoher Luminosität liefert ungefähr 0 fb - d.h. Entdeckung nach Jahr, für hohe int. Luminosität falls es SM-Higgs gibt 36
37 Zusammenfassung und Ausblick Theorie Experiment Erklärung der Teilchenmassen durch spontane Symmetriebrechung Eichboson-Higgs-Kopplung gleiches Yukawa-Term Higgsdoublett Yukawa-Term künstlich eingeführt, repräsentiert keine der bekannten WW Masseneinschränkung durch bisherige Suchen an LEP, TeVatron SM-Higgs-Entdeckung am TeVatron schwierig SM-Higgs-Nachweis am LHC, wenn SM-Higgs existiert in erweiterten Theorien jenseits des SM mehrere Higgsbosonen, z.b. MSSM, auch geladene Higgsbosonen LHC und TeVatron sind Entdeckungsmaschinen, falls SM-Higgs existent: Messung seiner Eigenschaften z.b. am ILC 37
38 Referenzen Prof. Hebbeker, Vorlesung ET Halzen, Martin, Quarks and Leptons Griffiths, Introduction to elementary particles www-cdf.fnal.gov www-d0.fnal.gov 38
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