Fundamentale offene Fragen
der Hochenergiephysik
Claudia-Elisabeth Wulz
Institut für Hochenergiephysik der ÖAW & TU Wien
Fachausschuß für Kern- und Teilchenphysik
55. Jahrestagung der Österreichischen Physikalischen Gesellschaft
Wien, 28. Sep. 2005
Teilchenphysik am Ende des 20. Jhdts.
Das Standardmodell wurde bis O(100 GeV) eindrucksvoll experimentell
bestätigt, teilweise mit höchster Präzision!
C.-E. Wulz
2
Wien, Sep. 2005
Teilchenphysik am Ende des 20. Jhdts.
Das Standardmodell kann jedoch nur eine beschränkte Gültigkeit haben, da:
- Gravitation nicht inkludiert
- keine Lösung des Hierarchieproblems
- keine Vereinheitlichung der Kopplungskonstanten
- neue Phänomene nicht enthalten (Neutrinomassen, etc.)
- etc.
Energieskala L für Gültigkeit des Standardmodells:
L < MPlanck ~ 1019 GeV
(Gravitationseffekte werden signifikant)
Das Standardmodell muß erweitert werden!
Mehr als das: eine Revolution hat sich angebahnt … !
C.-E. Wulz
3
Wien, Sep. 2005
Astrophysik - Teilchenphysik
QuickTime™ and a
TIFF (LZW) decompressor
are needed to see this picture.
1998:
Inflationäre
Expansion
des
Universums
aus
Beobachtungen von Ia-Supernovae. Erklärbar durch nicht
verschwindende kosmologische Konstante bzw. durch nicht
verschwindende Komponente “dunkler Energie”.
Bester Fit:
WM=0.28
WL=0.72
SN1987A
Hubble-Diagramm
z.B. Perlmutter et al.
astro-ph/9812133
WM + WL = 1 … Universum ist flach
C.-E. Wulz
4
Wien, Sep. 2005
Messung kosmologischer Parameter
Heute z.B.:
WMAP (NASA Wilkinson Microwave Anisotropy Probe)
SDSS (Sloan Digital Sky Survey)
Wtot (total) = 1.02  0.02
WM (matter) = 0.27  0.03
WB (baryons) = 0.045  0.005
Wn (hot dark matter) < 0.015 (95% C.L.)
C.L. Bennett et al., 2003, ApJS, 148, 1
-> Bekannte baryonische Materie: ~ 4%
-> Cold dark matter: ~ 23%
-> Dark energy: ~ 73%
C.-E. Wulz
5
Wien, Sep. 2005
Offene Fragen
Woher kommen die Massen der bekannten Teilchen?
(Wie) kann das Standardmodell erweitert werden?
Gibt es mehr als 3 Lepton/Quark-Generationen?
Welche Rolle spielen massive Neutrinos?
Wie kann man das Confinement verstehen?
Was ist die dunkle Materie (schwere SUSY-Teilchen, …?)
Können alle Kräfte vereint werden? Wie geht die Gravitation
ein?
Was ist die dunkle Energie (Einsteins kosmologische Konstante,
…?)
Gibt es zusätzliche Dimensionen?
Wie entstand das Universum?
(Warum) ist das Universum flach?
(Warum) ist die Antimaterie verschwunden?
C.-E. Wulz
6
Wien, Sep. 2005
Werkzeuge zur Beantwortung
Experimente an Beschleunigern
ATLAS
z.B. FNAL: Tevatron
BNL: RHIC
DESY: HERA
CERN: Large Hadron Collider (LHC)
?: International Linear Collider, CLIC
Gran Sasso
Experimente in Untergrundlaboratorien
Experimente an Kernreaktoren
Raumsonden
SDSS
WMAP
KamLAND
Terrestrische Teleskope
C.-E. Wulz
7
Wien, Sep. 2005
Ursprung der Masse
Elektromagnetische und schwache Wechselwirkung sind durch fundamentale
Symmetrien verbunden, dennoch manifestieren sie sich in verschiedener Weise.
mg = 0
mW ~ 80 GeV/c2
mZ ~ 91 GeV/c2
Warum sind die Massen so verschieden?
Erklärung:
Higgs-Mechanismus
Durch Interaktion mit einem Quantenfeld erhalten Teilchen Masse.
Einfachstes Modell hat nur ein neutrales, skalares Higgs-Boson.
gv
mW 
2
mH2  2 v 2
v = 246 GeV/c2 … Vakuumerwartungswert des Higgsfeldes
 … unbekannt -> Higgsmasse von der Theorie nicht vorhergesagt!
C.-E. Wulz
8
Wien, Sep. 2005
Status der Higgsmassenbestimmung
Direkte Suche bei LEP 2000 beendet.
Resultat: mH > 114.4 GeV/c2 @ 95 c.l.
1. Higgs, wenn Masse ~ 114 GeV/c2!
Dominanter Prozeß bei LEP: e+e- -> HZ
Aus ‘precision electroweak fits’
(LEP, SLD, CDF, D0) folgt:
Beinhaltet neue Topmassenmessung von 174 GeV/c2
und Strahlungskorrekturen mH :
LEP-2 Grenzwert von 114 GeV c2 inkludiert :
C.-E. Wulz
9
Wahrscheinlichster Wert:
mH = (91 +45 - 32) GeV/c2
mH < 219 GeV/c2 @ 95 c.l.
Wien, Sep. 2005
Higgssuche am Tevatron
In den nächsten Jahren wird Tevatron den Higgsmassenbereich weiter
einschränken. Bis 2009 werden ca. 4 bis 8 fb-1 integrierte Luminosität erwartet ->
Tevatron kann Higgs bis zumindest ~ 130 GeV/c2 ausschließen. Eine 5s Entdeckung weit über den bei LEP erforschten Bereich scheint jedoch nicht
möglich.
Fermilab-Pub-03/320-E
8 fb-1
4 fb-1
C.-E. Wulz
10
Wien, Sep. 2005
Large Hadron Collider
Start: Juni 2007
TOTEM
CMS
ALICE
SPS
LHC
ATLAS
C.-E. Wulz
11
Wien, Sep. 2005
ATLAS
Barrel Tile
Calorimeter
Barrel Toroid
C.-E. Wulz
12
Wien, Sep. 2005
CMS
Barrel Magnetjoch
mit Müonkammen
C.-E. Wulz
13
Wien, Sep. 2005
Higgssuche bei LHC
Verzweigungsverhältnisse
Higgs koppelt proportional zur Masse!
Bevorzugte Suchkanäle
80 GeV < mH < 140 GeV
130 GeV < mH < 700 GeV
500 GeV < mH < 1000 GeV
500 GeV < mH < 1000 GeV
800 GeV < mH < 1000 GeV
800 GeV < mH < 1000 GeV
C.-E. Wulz
14
-
H -> gg, H -> bb
H -> ZZ(*) -> 4 l (l = e, m)
H -> ZZ -> 2 l + 2 Jets
H -> ZZ -> 2 l + 2 n
H -> WW-> l + n + Jets
H -> ZZ-> 2 l + 2 Jets
Wien, Sep. 2005
Higgs bei CMS
C.-E. Wulz
15
Wien, Sep. 2005
Higgssignifikanzen am LHC
Der gesamte vernünftige Higgsmassenbereich kann überspannt werden.
Eine 5s - Entdeckung ist in vielen Fällen bereits möglich bei 2 fb-1
(einige Monate Laufzeit bei Luminosität 2x1033 cm-2s-1)
C.-E. Wulz
16
Wien, Sep. 2005
SUSY
Supersymmetrie
Um bei hohen Energien unnatürlich große Strahlungskorrekturen zur
Higgsmasse zu vermeiden, fordert man zu jedem Fermion des Standardmodells
einen supersymmetrischen Boson-Partner und vice versa.
Standardmodell
Supersymmetrie
u , d , s, c
C.-E. Wulz
17
Wien, Sep. 2005
Supersymmetrie - Suchstrategie
SUSY
• Suche nach Abweichungen vom Standardmodell
 leicht!
Meff = ETmiss
SUSY
SM
• Messung der
“Effektive Masse”
+ ETJet1 + ETJet2 + ETJet3 + ETJet4
Beispiel: mSUGRA
m0 = 100 GeV, m1/2 = 300 GeV
tan b = 10,
A0 = 0, m > 0
Hinchliffe et al.,
hep-ph/9610544
SUSY Massenskala MSUSY
 leicht!
Verschiedene SUSY-Modelle mit
annähernd gleicher Masse des
leichten Higgs
C.-E. Wulz
18
Wien, Sep. 2005
SUSY
SUSY - Parametermessungen
• Messung der Modellparameter
(z.B. Massen, Kopplungen, Breiten, Spins)
 schwierig!
Beispiel:
C.-E. Wulz
„Endpoint-Analysen“ von Kaskadenzerfällen
19
Wien, Sep. 2005
Neutrinos
Sicher ist: es gibt massive Neutrinos!
Jedoch sind viele Fragen offen !
Einige davon:
Welche absoluten Werte haben die Neutrinomassen?
Wie ist die Relation von Flavoreigenzuständen
zu Masseneigenzuständen (Mixing)?
Wie ist die Massenhierarchie?
Gibt es schwere Neutrinogenerationen?
Sind Neutrinos Dirac- oder Majoranateilchen?
C.-E. Wulz
20
Wien, Sep. 2005
Neutrino-Mixing
nl = Uli ni
U: Pontecorvo-Maki-Nakagawa-Sakata (MNSP) Matrix
Unitäre Matrix mit 3 Winkeln (12 , 13 , 23) und 1 CP-verletzenden Phase d
Im Gegensatz zum Quark-Mixing ist Neutrino-Mixing groß!
U=
(Dirac)
0
1

 0 cos 23
 0  sin 
23

 cos13

sin  23 
0
cos 23  -eid sin 13
nm  nt
0
0 eid sin 13  cos 23

1
0
  sin  23
0 cos13  0
nm  ne
sin  23
cos 23
0
0

0
1 
ne  nm,t
atmosph., solar,
Beschl., Reaktoren
13 und d weitgehend unbekannt!
C.-E. Wulz
21
Wien, Sep. 2005
Das solare Neutrinodefizitproblem
…. Problem (fast) gelöst!
hep-ph/0412068
ApJ Letters 621, L85 (2005)
Bahcall: … “established as early as 1996 that the solution of the
Solar Neutrino Problem lay in new particle physics, not new astrophysics …”
D m122 ≈ 8 .10-5 eV2, sin2 212 ≈ 0.8
C.-E. Wulz
22
Wien, Sep. 2005
Neutrinomessungen am SNO
CC
ne + d  p + p + e- nur ne
NC
n x + d  p + n +n x
- mißt totalen 8B n-Fluß der Sonne
- gleiche Wirkungsquerschnitte für alle
aktiven n-Flavors
ES
e
e
+
+

nx
nx
- hauptsächlich sensitiv für ne,
aber auch nm, nt
C.-E. Wulz
23
Wien, Sep. 2005
Bestätigung der Oszillationshypothese
Oszillationen nm
nt
Neutrinozerfall
Dekohärenz
hep-ex/0404034
hep-ex/0406035
Superkamiokande 2004
KamLAND 2004
Überlebenswahrscheinlichkeit für nm:
P(nm –> nm) = 1 - sin2223 sin2
1.27Dm232(eV2) L (km)
___________________________
E (GeV)
Superkamiokande:
sin2223 > 0.90 (90% C.L.)
C.-E. Wulz
0.0019 eV2 < Dm232 < 0.0030 eV2 (90% C.L.)
24
Wien, Sep. 2005
Absolute Neutrino-Massenmessungen
3H
 3He + e + neMAINZ-Experiment
dN/dE = K x F(E,Z) x p x Etot x (E0-Ee) x [ (E0-Ee)2 – mn2 ]1/2
Rel. Rate [a.u.]
1
Theoretisches b-Spektrum
nahe dem Endpunkt E0
0.8
0.6
mne2 = (-0.6 ± 2.2stat ± 2.1sys) eV2/c4
mne< 2.3 eV/c2 (95%CL)
mn = 0eV
0.4
C. Kraus et. al., Eur. Phys. J. C 40, 447 (2005)
0.2
Karlsruhe Tritium Neutrino Experiment
KATRIN ab 2008: Sensitivität um 1
Größenordnung besser
mn = 1eV
0
-3
C.-E. Wulz
-2
-1
0
Ee-E0 [eV]
25
Wien, Sep. 2005
Absolute Neutrino-Massenskala
Wenn Neutrinos zu leicht (leichter als ca. 0.3 eV) für eine
experimentelle Messung sind, bleibt nur der neutrinolose
doppelte Beta-Zerfall!
Dieser ist nur möglich, wenn Neutrinos massive
Majoranateilchen (n = n)sind.
Die Zerfallsrate hängt direkt mit den Massen und Mixings
der Neutrinos zusammen.
U Maj = U Dirac
C.-E. Wulz
(
26
1
0
0
0 eiF2 0
0
0 eiF3
)
Wien, Sep. 2005
Neutrinoloser doppelter Betazerfall
p
n
n
p
e
e
_
n
_
n
n
n
n
e
e
p
p
_
z.B.

+
+ (2n)
(Heidelberg-Moskau-Experiment)
76Ge
76Se
2e-
0nbb
Signal: monochromatische Linie
am Endpunkt
2nbb
E(2e)
C.-E. Wulz
27
Wien, Sep. 2005
Zusammenfassung
In den letzten Jahrzehnten wurde das Verständnis der
Teilchenphysik entscheidend verbessert.
Jedoch …. neue, fundamentale Fragen stellten sich!
Die Teilchenphysik, die Astrophysik und die Kosmologie
werden gemeinsam zu ihrer Beantwortung beitragen.
WIR LEBEN IN INTERESSANTEN ZEITEN!
C.-E. Wulz
28
Wien, Sep. 2005

oepg_wulz_2005