Bozon Higgsa & SUSY & DM

Transkrypt

1 Bozon Higgsa & SUSY & DM Niezmienniczość cechowania Bozon Higgsa Poszukiwanie bozonu Higgsa w LEP i LHC Supersymetria Ciemna materia

2 Unifikacja elektrosłaba (slajd z wykładu 6) e + g w W + ν ν e µ µ e + e µ + µ Nieskończona amplituda. e W µ Pomysł: dodać na poziomie amplitudy dodatkowe procesy tak aby kasowały ten diagram w każdym rzędzie rachunku zaburzeń: e + e g Z e Z Z µ µ + µ z warunkiem unifikacji: πα = g sinϑ = g 2 cosϑ w w Z w M cosϑ w = M W Z e + e oraz: α e l Q l γ Z µ + µ µ + 3 Q = q q

3 Niezmienniczość względem cechowania ψ Pomysł na kasowanie nieskończonych poprawek doprowadził do unifikacji elektrosłabej. Jednak warunkiem takiego kasowania jest szczególna symetria teorii zwana niezmienniczością cechowania. W elektrostatyce: energia systemu zależy tylko od zmiany potencjału, a nie od jego absolutnej wielkości; energia jest niezmiennicza względem redefinicji skali potencjału. W QED (kwantowej elektro-dynamice) faza funkcji falowej elektronu jest dowolna i można ją dowolnie przeskalować. Np: ' ieα ( x) ( x) ψ ( x) = e, gdzie x ( x, it) lokalna transformacja a e to ladunek el. cechowania (zależy od położenia i czasu)

4 Niezmienniczość względem cechowania ' ieα ( x) ψ( x) ψ ( x) = e ψ( x), gdzie x ( x, it), e jest ladunkiem lokalna transformacja cechowania fazy ψ ( x) 1 2 Można sprawdzić, że swobodne r-nie Schrodingera: i = ψ ( x) NIE jest niezmiennicze względem tej transformacji. t 2m Trzeba dodać oddziaływanie, żeby uzyskać niezmienniczość. Oddz. el-mgt: B= A Można sprawdzić, że te r-nia Maxwella są α A A ( niezmiennicze względem transformacji: A A+ Aiϕ, ) E = ϕ x t Okazuje się, że równania ruchu są niezmiennicze względem transformacji ' ( ) ( ) ie α x ψ x = e ψ( x) jeśli jednocześnie dokonamy transf. Warunkiem niezmienniczości jest zachowanie ładunku elektrycznego e.

5 Transformacje cechowania w teorii elektrosłabej Reasumując: aby r-nia ruchu były niezmiennicze względem transformacji fazy funkcji falowej elektronu musieliśmy dodać oddz. elmgt. Albo: w QED transformacja stanu elektronu: e e spowodowała oddziaływanie: e e γ w którym emitowany jest bozon cechowania: Analogicznie w teorii elektrosłabej: Transformacje: e e e e e ν, ν e, e e, ν ν wywołują oddziaływania: + νe, νe,, νe νe z emisją bozonów cechowania: W ±, e W e W e e W W Ale to by oznaczało, że wszystkie stałe sprzężenia są takie same, co jest sprzeczne z doświadczeniem. γ Grupa symetrii SU(2)

6 Niezmienniczość cechowania a unifikacja elektro-słaba. Aby pogodzić wymagania teorii niezmienniczej względem cechowania (3 bozony W) z obserwacjami e ujętymi w unifikcji elektro-słabej wprowadza się: γ = B cosϑw + W sinϑw ϑw -kąt Weinberga Z = B sinϑ + W cosϑ Wtedy dostaje się wierzchołki: w, νe νe e e B B a stałe oddz. γ i Z muszą spełniac: czyli warunek unifikacyjny. w πα = g sinϑ = g 2 cosϑ w w Z w Grupa symetrii SU(2)xU(1)

7 Symetria cechowania Lokalną symetrię cechowania posiadają więc: Teoria elektrosłaba: SU(2)xU(1) Teoria oddz. silnych -QCD: SU(3) kolor Bozony cechowania pojawiają się w wyniku żądania niezmienniczości przy redefinicji funkcji falowych fermionów. Bozony przenoszą informacje na temat aktualnego kodowania: ładunku elektrycznego w QED mieszaniny neutrina i elektronu, która stanowi lepton koloru w QCD Oczekuje się, że teorie GUT też posiadają tę symetrię (por. wykład9)

8 Masy cząstek cząstki Higgsa PROBLEM: Teoria niezmiennicza przewiduje zerowe masy dla bozonów cechowania. Nie jest to problem dla QED i QCD bo foton i gluon mają zerowe masy, ale jest to poważny problem dla bozonów: W i Z. Możliwe rozwiązanie problemu: wprowadzenie dodatkowych bozonów neutralnych cząstek Higgsa o spinie=. Stowarzyszone z cząstką pole Higgsa nadaje innym cząstkom masy przez oddziaływanie z nimi. H f f H W + W H Z Z Stałe sprzężenia: g Hxx m x

9 Mechanizm Higgsa spontaniczne ϕ ( x) łamanie symetrii Pole Higgsa wypełnia całą przestrzeń. Gdy w jakimś miejscu gęstość energii dostatecznie wzrośnie, np. gdy zderzają się dwie energetyczne cząstki, pole Higgsa ujawnia się jako cząstki Higgsa. Pole to ma szczególną własność: Gęstość energii potencjalnej pola ϕ przyjmuje minimum przy wartości tego pola ϕ Symetria jest spontanicznie złamana. ϕ = v Peter Higgs wykazał, że jeśli to pole to stawia opór cząstkom, które z nim oddziałują czyli nadaje im masę.

10 Mechanizm Higgsa Wyobraźmy sobie salę bankietową równomiernie wypełnioną ludźmi (pole Higgsa):

11 Mechanizm Higgsa Pojawia się sławny naukowiec (bozon cechowania) przyciągając uwagę zebranych

12 Mechanizm Higgsa Ludzie cisnący się wokół naukowca utrudniają mu poruszanie się (nadają mu masę)

13 Mechanizm Higgsa Ludzie na bankiecie mogą też spontanicznie tworzyć zgęszczenia (bozon Higgsa)

14 Poszukiwanie cząstek Higgsa Problem: nie zaobserwowano dotąd cząstki Higgsa Wskazówka dla eksperymentów: g Hxx m x Najsilniejsze sprzężenia do kwarka t i bozonów W i Z. Trzeba mieć dosyc energii, żeby wyprodukować te cząstki. Dotychczasowe poszukiwania - LEP e + Z Z H e qq, ll bb, ττ... Najwyższa energia osiągnięta w LEP: s = 21 GeV

15 Poszukiwania Higgsa w LEP + e e hz bb + X

16 Poszukiwania Higgsa w LEP Sygnał??? Tylko ~2σ LEP wyłączono, żeby dalsze poszukiwania robić w LHC. m > 114, 4 GeV, cl=95% H PDG 26

17 Ograniczenia na masę Higgsa (SM) Wiele wielkości fizycznych mierzonych precyzyjnie w LEP wg. teorii zależy od procesów wyższych rzędów z wirtualną wymianą m.in. bozonu Higgsa. Porównując pomiary z 2 obliczeniami metodą np. χ uzyskujemy informacje o masie Higgsa. Łączna analiza wielu pomiarów daje konsystentne wyniki: m m H H = 89 GeV < % c.l.

18 Produkcja cząstek Higgsa w LHC q p+ p H + X q s < 2 7 TeV g g q q H

19 Rozpady cząstek Higgsa 1) Jeśli m < 2M H W Dominujący rozpad: H b+ b Jednak podobne dżety kwarkowe będą produkowane głównie w oddz. silnych i rozpad H zginąłby w tle. Okazuje się, że łatwiej szukać rozpadów: H W + W + W γ γ H H 3 γ + γ, Bγγ 1 t t t γ γ

20 Rozpady Higgsa (SM) - stosunki rozgałęzień

21 Poszukiwanie cząstek Higgsa w LHC 2) Jeśli m > 2M H to stosunki rozgałęzień na rozpady na W i Z stają się dostatecznie duże, żeby skorzystać z łatwiejszej separacji od tła leptonów niż hadronów. Z W + ± ± W l + ν H H W Z + ll niewidoczne l = e, µ masa niezmiennicza 4 leptonów Z + ll ale małe prawd. rozpadu

22

23 Higgs w detektorze CMS Symulacja działania detektora CMS dla zdarzenia: H Z Z + + µ µ µ µ

24 Poszukiwanie cząstek Higgsa w LHC Powyżej rozważaliśmy tylko cząstkę Higgsa H przewidzianą w Modelu Standardowym. Natomiast w modelach supersymetrycznych przewidywanych jest więcej cząstek Higgsa. Stan LHC: pierwsze zderzenia protonów spodziewane 8/28

25 Supersymetria (SUSY) Podstawowa symetria: każdy fermion ma supersymetrycznego partnera bozonowego każdy bozon ma supersymetrycznego partnera fermionowego Symetria zakłada te same masy, ładunki i te same sprzężenia dla supersymetrycznych partnerów. Fakt, że dotychczas nie znaleziono żadnego supersymetrycznego partnera zwykłych czastek świadczy o tym, że symetria jest łamana przy niedostatecznie dużych energiach. Masy cząstek SUSY >1 GeV

26 Cząstki SUSY cząstki SM R partnerzy SUSY Spin = 1/2 1-1 Spin = lepton l 1 slepton l -1 Spin = 1 kwark W Z foton gluon q W Z γ g H skwark wino zino Spin = higgs Spin = 1/2 higgsino 1 H ± q R 1 Spin = 1/2-1 fotino gluino W Z γ g H H ± -1 R ( 1) 2s + 3( B L) = s- spin, L- liczba leptonowa, B-liczba barionowa

27 Po co SUSY? - problem hierarchii Wielkie unifikacje cząstki o wielkich masach nieskończone poprawki radiacyjne Problem hierarchii Ale poprawki od pętli fermionowych i bozonowych mają przeciwne znaki, czyli symetria SUSY prowadzi do skasowania poprawek Np. masa Higgsa: top stop Pod warunkiem, że

28 Nowa liczba kwantowa parzystość R Wszystkie stare cząstki mają R=+1 Cząstki SUSY mają R=-1 Iloczyn R jest zachowany Tzn. cząstki SUSY muszą być produkowane tylko parami: A + B C + D R = Czyli najlżejsza cząstka SUSY (LSP) powinna być stabilna R LSP a + b = LSP jest kandydatem na cząstkę Ciemnej Materii

29 Najlżejsza cząstka SUSY - LSP Jeśli LSP jest cząstką Ciemnej Materii to: LSP pozostały z Wielkiego Wybuchu i wypełniają Wszechświat Oddziałują tylko grawitacyjnie, bo inaczej już by zostały zaobserwowane. Są więc neutralne. Nie mogą znikać w oddz. z normalną materią bo zabrania im zachowanie parzystości R. Kandydaci: grawitino oraz neutralino (mieszanka fotina, zina i higgsina) χ Bardzo trudne do wykrycia!

30 Detekcja cząstek SUSY Główna cecha przypadków z udziałem cząstek SUSY to duży niezbilansowany pęd poprzeczny, bo zawsze na końcu muszą powstawać jakieś LSP, które są ciężkie, neutralne i nie rozpadają się. LEP LHC q q nie znaleziono cząstek SUSY - wyznaczono ograniczenia na ich masy poszukiwania rozpoczną się wkrótce

31 Grawitino w LHC? Załóżmy, że grawitino jest najlżejszą cząstką SUSY: G LSP np. o masie 1 GeV Wtedy cząstka SUSY najlżejsza z pozostałych, np. stau rozpadałby się: τ G + τ z bardzo długim czasem życia, bo sprzężenie grawitacyjne Czas mógłby być rzędu sek, godzin, lat... A więc będziemy szukać τ czyli naładowaną cząstkę, o dużej masie, wychodzącą z wielkich detektorów LHC

32 Rozpad protonu w SUSY Zachowanie parzystości R ( 1) 2s + 3( B L) = wymaga tylko zachowania B-L czyli możliwy rozpad z niezachowaniem oddzielnie B i L : + p K + ν τ Model SU(5) SUSY przewiduje dla tego rozpadu: Podczas gdy doświadczalnie stwierdzono: (gdzie B to stosunek rozgałęzień dla tego rozpadu) model SU(5) SUSY wykluczony 32 τ <1 lat τ > B lat Problem rozpadu protonu stał się problemem doświadczalnym - teoretycznie możliwy jest b. szeroki zakres parametrów.

33 Ω= ρ ρ Co wiemy o? c Świecąca materia a więc gwiazdy, gaz: γ 5 ( 4,6,5) 1 Ω = ± Bariony widoczne lub niewidoczne obliczone z nukleosyntezy Ω = b,42 +,3,5 Całkowita materia wydedukowana z grawitacyjnej energii potencjalnej galaktyk itd. Ω = m,24 +,3,4 Ω = 1, 2 ±, 2 tot geometria płaska k= Ciemna materia: Ω =Ω Ω = Ciemna energia DM m b Ω = Λ,2 +,2,4,4,76 +,6

34 Ciemna Materia 1933 r. - Fritz Zwicky, gromada COMA. Prędkość obrotu galaktyk wokół wspólnego środka masy zbyt duża aby mogły one tworzyć układ związany. coma Lata 7,8 krzywe rotacji galaktyk; halo niewidzialnej materii (?) sferyczne halo ciemnej materii otaczające galaktykę P. Mijakowski Niewidzialna materia, oddz. tylko grawitacyjnie

35 Ciemna materia 26 r. analiza rozkładu masy w obszarze przechodzących przez siebie gromad galaktyk (1E ) (*) Soczewkowanie grawitacyjne - potencjał grawitacyjny (obrazy z Hubble Space Telescope, European Southern Observatory VLT, Magellan) / fioletowy Promieniowanie X - Chandra X-ray Observatory (NASA) /różowy 1E Masa gazu typowo 2x większa od masy materii świecącej w galaktykach Wynik: koncentracja masy grawitacyjnej tam gdzie znajdują się galaktyki Obszary emisji prom. X: 1% całkowitej masy układu Potwierdzenie dla Ciemnej Materii (*) D.Clowe et al. 26 Ap. J. 648 L19 P. Mijakowski

36 Ciemna Materia - kandydaci Istniejące cząstki MACHO s (Massive Astronomical Compact Halo Objects), np. brązowe karły, gwiazdy neutronowe, czarne dziury Neutrina (Hot Dark Matter - HDM) Postulowane cząstki: Aksjony < 7% masy halo galaktycznego (eksp. EROS) formacja struktur wymaga CDM WIMP-y (Weakly Interacting Massive Particles) - wolne, masywne, neutralne cząstki, słabo oddziałujące z materią (Cold Dark Matter - CDM) P. Mijakowski

37 WIMP Słabo Oddziaływująca Masywna Cząstka (WIMP Weakly Interacting Massive Particle) Neutralnych Długożyciowych (z τ ~ czas życia Wszechświata) Masywnych ( M χ ~ 1 GeV) Słabo odziałujących z materią σ 1-2 pb (1-38 cm 2 ) dobry kandydat na WIMP-a: Poszukujemy cząstek: Przykładowe diagramy (neutralino) neutralino χ (SUSY) - najlżejsza cząstka supersymetryczna LSP (Lightest Supersymmetric Particle), jest stabilna (zachowanie parzystości R w SUSY) neutralino(χ) 18 GeV < M χ < 7 TeV P. Mijakowski LEP kosmologia

38 Detekcja pośrednia - neutrina ρ χ χ Słońce Ziemia σ scatt ν µ ν int. µ int. Γ capture Γ annihilation χ Z ν detektor µ χ W teleskopach neutrinowych nie zaobserwowano dotychczas nadwyżki neutrin ze Słońca, centrum Ziemi, centrum Galaktyki w stosunku do oczekiwanego tła P. Mijakowski ν

39 Detekcja bezpośrednia mierzymy energię jąder odrzutu z elastycznego rozpraszania WIMP-ów χ + (A,Z) wspoczynku χ + (A,Z) odrzut T odrzutu ~ kev detektor Jądro odrzutu Wiele eksperymentów, wiele nowych projektów... Stay tuned.

40 Soczewkowanie grawitacyjne (galaktyki przez galaktyki) Einstein's Bullseyes DM w halo galaktyk