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Das Higgs-Boson: wie nahe dran ist LEP? - Desy

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Panorama
Teilchenphysik
Das Higgs-Boson: wie nahe dran ist LEP?
Die Masse des letzten noch fehlenden Bausteins des Standardmodells lässt sich
immer genauer eingrenzen – noch steht aber der direkte Nachweis aus
Klaus Desch und Norbert Wermes
Das so genannte Standardmodell der Teilchenphysik hat alle experimentellen Tests, darunter
viele Präzisionsmessungen in den letzten Jahren, mit Bravour bestanden. Noch steht aber
der Nachweis eines fundamentalen Bestandteils
dieser Theorie, des Higgs-Bosons, aus. Bei der
fieberhaften Suche danach haben die Experimente am Elektron-Positron-Speicherring LEP
am Europäischen Zentrum für Teilchenphysik
CERN gute Chancen, deuten doch indirekte
Hinweise auf eine relativ niedrige Masse des
Higgs-Bosons hin. Hochauflösende Vertexdetektoren und verfeinerte Analysetechniken
zur Erkennung von schweren Quarks (bQuarks) erhöhen die Sensitivität auf den Nachweis dieses Teilchens.
D
as Standardmodell der Elementarteilchenphysik
[1] gehört ohne Zweifel zu den erfolgreichsten
physikalischen Theorien dieses Jahrhunderts [2].
Es beschreibt die elementare Struktur der Materie und
ihrer Wechselwirkungen und ist in der Lage, quantitative Vorhersagen zu machen, die eindrucksvoll mit präzisen experimentellen Ergebnissen übereinstimmen. Das
Standardmodell baut auf dem Konzept der Eichtheorien
auf, insbesondere auf der Forderung nach lokaler Eichinvarianz. Dies bedeutet, dass die Physik invariant bleiben muss, wenn die Teilchenwellenfunktionen Phasenfaktoren erhalten, die an jedem Raum-Zeit-Punkt verschieden sein dürfen. Dies ist eine harte Forderung. Es
zeigt sich, dass freie Teilchen dieser Zwangsbedingung
nicht nachkommen können, sondern quasi automatisch
zu einer Wechselwirkung gezwungen werden. Letzteres
ist der physikalisch so interessante Aspekt von Eichtheorien: Wechselwirkungen werden durch Austausch
von Eichfeldern (Eichbosonen) vermittelt. Das Eichboson der elektromagnetischen Wechselwirkung ist das
masselose Photon. Zur Beschreibung der vereinheitlichten elektroschwachen Wechselwirkung benötigt man die
1983 am CERN in Genf erstmals nachgewiesenen massiven Vektorbosonen W Ϯ und Z0, und die starke Wechselwirkung wird durch den Austausch masseloser Gluonen
erklärt, deren Existenz seit 1979 durch Experimente bei
DESY in Hamburg etabliert ist.
Die Formulierung der elektroschwachen Wechselwirkung als lokale Eichtheorie hat jedoch einen entscheidenden Haken: Die ad-hoc-Einführung einer
Masse für die Vektorbosonen W Ϯ und Z0 verletzt prin-
Abb. 1:
Der OPAL-Detektor am ElektronPositron-Speicherring LEP ist einer
von vier Detektoren, mit denen
nach dem HiggsBoson gesucht
wird. (Foto:
CERN)
zipiell die Eichinvarianz, also das grundlegende Konzept der ganzen Theorie.
Der Higgs-Mechanismus
Masselose Eichbosonen führen zu einer unendlichen
Reichweite der von ihnen vermittelten Kräfte, d. h. zu
einer 1/r-Form des zugehörigen Potentials. Im Fall
massiver Eichbosonen mit Masse m, wie sie in der
schwachen Wechselwirkung auftreten, ist das zugehörige Potential hingegen durch einen masseabhängigen
Term e–mr abgeschirmt (hier und im Folgenden wird
h = c = 1 gesetzt). Dies führt unter anderem dazu, dass
die schwache Wechselwirkung für makroskopische
Systeme selten direkte Relevanz besitzt 1) und darum als
„schwach“ bezeichnet wird. Bei Abständen jedoch, die
kleiner sind als O(1/m), hat sie etwa die gleiche Stärke
wie die elektromagnetische Wechselwirkung. Die vermeintliche Schwäche entsteht durch die große Masse
ihrer Eichbosonen.
Wenn man Masse definiert als die Eigenschaft, dass
sich ein Teilchen gegebener Energie E langsamer als
mit der „natürlichen“ Geschwindigkeit c bewegt, nämlich mit dem Bruchteil b = (1–m2/E2)1/2, dann kann
man auf die Idee kommen, dass irgendetwas das Teilchen daran hindert, sich mit Lichtgeschwindigkeit fortzubewegen. Diese Behinderung der „ungestörten“ Bewegung kann durch die permanente Wechselwirkung
des Teilchens mit einem Hintergrundfeld, d. h. einem
auch im quantenmechnischen Vakuum nicht verschwindenden Feld, geschehen.
Auch in anderen Gebieten der Physik treten solche
Physikalische Blätter
56 (2000) Nr. 4
0031-9279/00/0404-35
$17.50+50/0
© WILEY-VCH Verlag GmbH,
D-69451 Weinheim, 2000
Dr. Klaus Desch,
II. Institut für
Experimentalphysik,
Universität Hamburg, Notkestr. 85,
D-22607 Hamburg;
Prof. Dr. Norbert
Wermes, Physikalisches Institut der
Universität Bonn,
Nussallee 12,
D-53115 Bonn
1) Der Energiezyklus der
Sonne ist ein Gegenbeispiel.
35
Panorama
Phänomene auf. Bringt man beispielsweise einen Supraleiter in ein äußeres Magnetfeld, so wird dieses
durch den auf der Oberfläche induzierten Kreisstrom
völlig aus dem Inneren des Supraleiters verdrängt
(Meissner-Ochsenfeld-Effekt). Das Magnetfeld fällt an
der Oberfläche wie e –r/l mit der Eindringtiefe l ab. Betrachtet man nun die Wellengleichung für das magnetiជ = jជC, wobei jជC = –m2A
ជ mit
sche Vektorpotential, ٌ2A
m = 1/l der Kreisstrom auf der
Leiteroberfläche ist (Londonsche
Gleichung), so erhält man für das
Vektorpotential die Gleichung
ជ = 0. Dies ist die Wellen(ٌ2 + m2)A
gleichung für ein massives Vektorfeld (Proca-Gleichung), deren Lösung gerade proportional zu e –mr/r
ist. Wenn man nichts von dem
Kreisstrom weiß, der quantenmechanisch durch das kohärente Zusammenwirken von Cooper-Paaren
verursacht wird, muss man den
Abb. 2:
Im Higgs-Mechanismus muss das HiggsFeldquanten je nach Eindringtiefe
Feld o im Grundzustand eine von Null
eine Masse (hier typisch einige eV)
verschiedene Amplitude besitzen, wie in
zuordnen.
dem obigen „Mexikanerhut-Potential“
Ähnlich funktioniert der Higgso) für ein Feld o = o1+io
o2 (d. h. für
V(o
Mechanismus. Die makroskopische
zwei der vier Freiheitsgrade) schematisch
gezeigt. Der Punkt im Minimum des PoWellenfunktion der Cooper-Paare
tentials kennzeichnet einen möglichen
entspricht hier einem skalaren HinGrundzustand (Entartung entlang der
tergrundfeld, das im Grundzustand
Vertiefung).
eine von Null verschiedene Amplitude (einen Vakuumerwartungswert 〈o0〉 ≠ 0) hat. Im
einfachsten Fall benötigt man ein komplexes FeldDublett o mit vier reellen Komponenten (Freiheitsgraden). Drei Freiheitsgrade sind nämlich bereits notwendig, um den zusätzlich benötigten longitudinalen SpinFreiheitsgrad für massive Eichbosonen W +, W–, Z0
aufzubringen, der im masselosen Fall nicht vorhanden
ist. Einen von Null verschiedenen Vakuumerwartungswert erzielt man durch den Ansatz V(o) = –m2͉o͉2 + l͉o͉4
(Abb. 2), wobei V(o) das Potential für das Feld o ist.
Man nimmt an, dass dieses Hintergrundfeld mit allen Teilchen in Wechselwirkung tritt, was dazu führt,
dass sie sich so bewegen, als hätten sie eine effektive
Abb. 3:
Die Masse desHiggs-Bosons lässt
sich durch indirekte Präzisionsmessung eingrenzen.
Der beste Schätzwert liegt im Minimum der D c2-Kurs-Fehler
ve, der 1s
liegt an der Stelle
D c2 = 1.
Abb. 4:
Beim Higgs-Strahlungsprozess wird
in einer e +e –-Kollision ein Higgs-Boson gemeinsam mit
einem Z 0 erzeugt.
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Physikalische Blätter
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Masse. Ignoriert man das Hintergrundfeld (es hat ja
ansonsten fast keine weiteren Auswirkungen und ist
nicht wahrnehmbar), ist es äquivalent, den Teilchen eine Masse proportional ihrer Kopplungsstärke an das
Higgs-Feld zuzuordnen. Kurz: Die Formulierung der
Theorie mit Hilfe massiver Teilchen ist (fast) äquivalent zur Formulierung durch masselose Teilchen, die in
ihrer „Bewegungsfreiheit“ durch ein Higgs-Feld gehindert werden. Nur fast äquivalent aus folgendem Grund:
Wenn man ein Higgs-Feld postuliert, so muss es sich
durch Energiezufuhr auch anregen lassen, oder im
quantenmechanischen Teilchenbild gesprochen: es
muss ein physikalisches Higgs-Teilchen existieren – der
vierte noch übrig gebliebene Freiheitsgrad. In unserem
obigen Bild gesprochen, wird eine Anregung des Hintergrundfeldes in seiner Bewegung durch Wechselwirkung mit dem Hintergrundfeld selbst behindert. Aus
dem Higgs-Mechanismus folgt damit zwingend die Existenz eines massiven skalaren Higgs-Teilchens.
Was ist nun der Vorteil einer Theorie mit einem
Higgs-Feld? Während sich die schwache Wechselwirkung mit (ad hoc eingeführten) massiven Vektorbosonen nicht als Eichtheorie formulieren lässt, ist es mit
Hilfe des 1964 von P. W. Higgs und anderen [3] postulierten Mechanismus möglich, eine Eichtheorie der
elektroschwachen Wechselwirkung aufzustellen (Glashow, Salam, Weinberg [1], 1967, Nobelpreis 1979), die
auch renormierbar ist (‘t Hooft [4], 1971, Nobelpreis
1999), d. h. physikalisch sinnvolle Vorhersagen macht.
Die quantitativen Vorhersagen der Theorie wurden experimentell in eindrucksvoller Weise bestätigt. Vor allem die Experimente am e +e–-Speicherring LEP bei
CERN haben dazu mit sehr hoher Messgenauigkeit beigetragen. Es gibt bis heute keine Alternative zum Standardmodell mit Higgs-Mechanismus in Übereinstimmung mit dem Experiment, die in der Lage ist, massive
Vektorbosonen zu erklären. Das Standardmodell der
Elementarteilchenphysik steht und fällt mit der Existenz mindestens eines physikalischen Higgs-Teilchens.
Der e+e–-Beschleuniger LEP
Der 1989 in Betrieb genommene Elektron-PositronSpeicherring LEP (Large Electron Positron Collider)
am europäischen Labor für Teilchenphysik CERN eignet sich derzeit am besten, um nach dem Higgs-Boson
zu suchen. Bis 1995 (LEP1-Phase) wurden hier Elektronen und Positronen bei einer der Z 0-Masse entsprechenden Schwerpunktsenergie zur Kollision gebracht.
Dabei wurden in den vier bei LEP messenden Detektoren jeweils ca. 5 Millionen Z 0-Zerfälle aufgezeichnet.
Die hieraus gewonnenen Präzisionsmessungen der
elektroschwachen und starken Wechselwirkung haben
den Erfolg des Standardmodells grundlegend gefestigt
und die Parameter der Theorie festgelegt – bis auf
einen: die Higgs-Masse.
Indirekte Hinweise
Viele experimentelle Observable hängen über Korrekturen höherer Ordnung, so genannte Schleifendiagramme, von der Masse des Higgs-Bosons ab. Die
Abhängigkeit ist zwar nur logarithmisch [5], doch die
genauen Messungen der letzten Jahre lassen mittlerweile recht deutliche Rückschlüsse auf die Higgs-Masse
zu. Dies geschieht mittels einer globalen Anpassung
der Theorie an alle experimentellen Messgrößen, in die
die Higgs-Masse eingeht (Abb. 3). Das gleiche Vorgehen führte übrigens auch zu einer indirekten Bestim-
Panorama
mung der Masse des top-Quarks noch vor seiner Entdeckung 1994 am amerikanischen Fermilab-Labor bei
Chicago. Unter der Voraussetzung, dass die Standardtheorie in ihrer minimalen Form gültig ist, wird die
Masse des Higgs-Bosons zu etwa 90 GeV aus dieser
globalen Anpassung bestimmt. Diese Voraussage hat
allerdings einen recht großen Fehler von +70
–40 GeV. Experimente, die ein Higgs-Boson mit einer Masse um
100 GeV nachweisen können, sind daher äußerst interessant. Die derzeit in der Energieausbaustufe von LEP
durchgeführten Experimente besitzen dieses Entdeckungspotenzial.
Higgs-Boson-Produktion bei LEP
Die Schwerpunktsenergie des LEP-Beschleunigers
wurde seit 1995 ständig von ca. 90 GeV bis auf derzeit
202 GeV erhöht (LEP2-Phase). Der wichtigste Produktionsprozess für Higgs-Bosonen bei LEP2 ist der so genannte Higgs-Strahlungsprozess. Hierbei wird in einer
e+e–-Kollision ein Higgs-Boson zusammen mit einem
Z0-Boson erzeugt, e+e– → Z* → Z0H (Abb. 4). Die Zerfallswahrscheinlichkeit des Higgs-Bosons ist direkt
proportional zum Massenquadrat der Zerfallsteilchen.
Daher zerfällt das Higgs-Boson bevorzugt in die
schwersten kinematisch zugänglichen Teilchen, für eine
Higgs-Masse von 100 GeV zu etwa 85 % in ein Paar
von bottom-Quarks (H → bb៮ ) und zu etwa 8 % in ein
Paar von t-Leptonen (H → t+t–). Das Z 0-Boson zerfällt
mit den genau bekannten Verzweigungsverhältnissen
von 3,36 % in jede Sorte der drei geladenen Leptonen
e, m, t, zu 20,01% in experimentell nicht nachweisbare
Neutrinos und zu 69,9 % in Hadronen. Aus der Kombination der Zerfallsmöglichkeiten ergibt sich eine Vielzahl möglicher Endzustände, die ein Higgs-Boson enthalten. Der vom Standardmodell vorhergesagte Produktions-Wirkungsquerschnitt ist leider um mehrere
Größenordnungen kleiner als der totale e+e–-Wirkungsquerschnitt für die Hadronenerzeugung. Die experimentelle Herausforderung besteht darin, diesen Untergrund so weit wie möglich zu unterdrücken und den
verbleibenden Rest so gut zu verstehen, dass ein auftre-
tender Überschuss sicher als Higgs-Produktion interpretiert werden kann.
Experimentelle Techniken
Die vier Detektoren ALEPH, DELPHI, L3 und
OPAL, die am LEP-Speicherring messen, sind als
Vielzweckdetektoren ausgelegt mit dem Ziel, möglichst
alle bei einer Elektron-Positron-Vernichtung entstehenden Teilchen nachzuweisen und ihre Impulse und
Energien zu messen. Einer dieser Detektoren ist der
OPAL-Detektor (siehe Abb. 1). Er besteht aus Spurdetektoren zum Nachweis geladener Teilchen, die den
Wechselwirkungspunkt zylindrisch umgeben und sich
in einem solenoidalen Magnetfeld zur Impulsmessung
befinden. Nach außen schließen sich Kalorimeterdetektoren zum Nachweis elektromagnetisch wechselwirkender Teilchen und von Hadronschauern an. Magneteisen und Kalorimeter werden außer von Neutrinos
nur noch von Myonen durchdrungen, die in Vieldrahtspurkammern ganz außen nachgewiesen werden.
Der besonders häufige Zerfall H → bb៮ zeichnet sich
dadurch aus, dass die im Anschluss daran entstehenden B-Hadronen sich von leichteren Hadronen aufgrund ihrer relativ langen Lebensdauer von etwa 1,5 ps
unterscheiden lassen. Dies entspricht bei typischen
Energien einer Flugstrecke von einigen Millimetern. In
diesem Zusammenhang kommt dem Silizium-Mikrovertexdetektor eine besondere Bedeutung zu: Mit Hilfe
der präzisen Ortsmessung (ca. 10 mm Auflösung) dieses
Detektors im Abstand von wenigen Zentimetern vom
e+e–-Strahl ist es möglich, die gemessenen Teilchenspuren so genau zum Wechselwirkungspunkt zu extrapolieren, dass man entscheiden kann, ob ein B-Hadron
mit einer von Null verschiedenen Flugstrecke bei dem
Kollisionsprozess entstanden ist (siehe Abb. 5 und
Infokasten „Mikrovertexdetektor“).
Die Nachweiseffizienz und Reinheit der b-QuarkIdentifikation wurde im Rahmen der Suche nach dem
Higgs-Boson in den letzten Jahren entscheidend verbessert, vor allem durch den Einsatz moderner multivariater Selektionsmethoden wie z.B. künstlicher
Mikrovertexdetektor
Die rasante Entwicklung der
Halbleitertechnologie in den
letzten Jahrzehnten hat auch
die Entwicklung hochauflösender Teilchendetektoren
möglich gemacht. Mikrostreifendetektoren sind
großflächige (typisch 4 × 6
cm 2), meist 300 mm dicke
Halbleiterdioden mit einer
feinen, streifenförmigen
Strukturierung der Elektroden (typischer Abstand 50
mm) auf einer oder auch auf
beiden Oberflächen (Abb. i).
In Sperrrichtung betrieben
sind sie „Festkörperionisationskammern“. Hochenergetische Teilchen erleiden beim
Durchtritt durch die Diode
einen Energieverlust, der zur
Erzeugung von ElektronLoch-Paaren führt, welche
im E-Feld zu den Elektrodenstreifen driften. Verstärkerchips verstärken die ein-
Abb. i:
Prinzip eines
SiliziumStreifendetektors.
treffenden Ladungssignale
und erlauben es, den Teilchendurchtrittspunkt mit einer Genauigkeit von wenigen
Mikrometern zu bestimmen,
indem man den Schwerpunkt
der nachgewiesenen Ladung
berechnet. Hintereinander in
„Leitern“ und zylindrisch in
mehreren Lagen symmetrisch
um den Wechselwirkungspunkt angeordnet wird aus
vielen Mikrostreifendetektoren ein Mikrovertexdetektor.
Um langlebige Teilchen (t
= O(ps)) von kurzlebigen zu
unterscheiden, werden die
Spuren geladener Teilchen
mit Hilfe der Messung aus
den Spurkammern rückwärts
zum Wechselwirkungspunkt
verlängert. Falls ein Zweitvertex aus einem Teilchenzerfall in einem Abstand vom
Erstvertex der e +e –-Kollision
erkannt werden kann, lässt
sich auf die Erzeugung eines
langlebigen Teilchens, z.B.
eines B-Hadrons, schließen
(siehe Abb. ii). Erst durch
Abb. ii:
Schema von Erst- und Zweitvertex. Die gestrichelte Linie zwischen Erst- und Zweitvertex
entspricht einem B-Hadron.
die sehr präzisen Spurmesspunkte der zylindrisch um
das Strahlrohr angeordneten
Mikrovertexdetektoren in
geringem Abstand vom Beschleunigerstrahl wurden solche Messungen ermöglicht.
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Panorama
neuronaler Netzwerke. So lassen sich Paare von
bottom-Quarks mit einer Nachweiseffizienz von 60 %
nachweisen, wobei charm- und leichtere Quarks um etwa einen Faktor 100 unterdrückt werden. Die Qualität
des b-Quark-Nachweises übertrifft deutlich die ursprüngliche Erwartung, was in Verbindung mit der
höheren Energie und einer verbesserten statistischen
Ausnutzung der Information dazu führt, dass die Sensitivität der LEP-Experimente auf das Higgs-Boson bis
zu größeren Massen reicht, als dies noch vor Jahren erwartet wurde.
und vergleicht diese mit dem ebenfalls addierten erwarteten Untergrund so „verschenkt“ man Information, da ein Überschuss in einem Kanal höherer Reinheit
eine größere Signifikanz besitzt als in einem Kanal geringerer Reinheit. Die statistisch korrekte Behandlung
dieser Situation wurde für experimentelle Higgs-Suchen experiment-übergreifend erreicht [6]. Hierdurch
wird die Empfindlichkeit deutlich gesteigert, sodass die
Experimente bei noch höheren Massen (um einige
GeV) auf die Erzeugung von Higgs-Bosonen sensitiv
werden.
Noch kein Hinweis auf das Higgs-Boson
Abb. 5:
Der Mikrovertexdetektor des
ALEPH-Experiments bei LEP erlaubt es, Teilchenspuren mit einer
Ortsauflösung von
ca. 10 mm aufzunehmen. (Foto:
CERN)
Untergrundunterdrückung und
statistische Methoden
Der totale Wirkungsquerschnitt für die Reaktion
e+e– → Hadronen beträgt bei einer Schwerpunktsenergie von 200 GeV knapp 100 Picobarn. Dies entspricht
etwa 20000 Ereignissen pro Jahr. Dem stünden etwa 50
Higgs-Bosonen bei einer angenommenen Masse von
100 GeV gegenüber. Es gilt, diese Ereignisse aus dem
Untergrund herauszufischen oder, schwieriger noch, in
dem Fall, dass keine zusätzlichen Ereignisse beobachtet werden, daraus zuverlässig eine Ausschlussgrenze
für die Higgs-Boson-Produktion anzugeben.
Die Ereignisauswahl wird dadurch erschwert, dass
es Ereignisse gibt, die dem Higgs-Boson-Signal sehr
ähnlich sind, da sie entweder denselben Endzustand
produzieren (irreduzibler Untergrund) oder aufgrund
der experimentellen Auflösung mit Signalereignissen
verwechselt werden können (reduzibler Untergrund).
Am störendsten ist hierbei der Prozess der Z 0-BosonPaarproduktion, e+e– → Z0Z0. Das Z0-Boson zerfällt zu
etwa 15 % in ein bb៮ -Paar, was diesen Zerfall praktisch
ununterscheidbar vom Zerfall eines Higgs-Bosons gleicher Masse (91,2 GeV) macht. Auch die W-BosonPaarproduktion stellt einen wichtigen Untergrundprozess dar. Zwar zerfallen W-Bosonen kaum in b-Quarks,
ihr großer Produktions-Wirkungsquerschnitt führt jedoch dazu, dass einige Ereignisse alle Selektionskriterien überstehen. Die Nachweiseffizienz für Higgs-Bosonen beträgt etwa 40 – 50 %, wobei etwa 50 Untergrundereignisse pro Jahr erwartet werden.
Lange war es in der Teilchenphysik ein ungelöstes
Problem, die Ergebnisse von verschiedenen Zerfallskanälen (und von verschiedenen Experimenten)
optimal zu kombinieren. Für die Suche nach dem
Higgs-Boson bei LEP wurde dies erstmals rigoros
durchgeführt. Das Problem besteht darin, dass jeder
Zerfallskanal eine unterschiedliche Massenauflösung
und eine unterschiedliche Reinheit (Verhältnis von erwartetem Signal und Untergrund) besitzt. Addiert man
nun einfach die beobachteten Ereignisse zweier Kanäle
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Der LEP-Beschleuniger lieferte zwischen 1995 und
1999 bei Schwerpunktsenergien zwischen 161 GeV und
202 GeV eine integrierte Luminosität von etwa 550
inverse Picobarn pro Experiment, wobei sowohl die
Energie als auch die Luminosität jedes Jahr gesteigert
werden konnte. Das Z0H-Paar aus dem Higgs-Strahlungsprozess (Abb. 4) kann je nach Zerfallsmodus der
beiden Bosonen zu verschiedenen Endzuständen
führen, die im Hinblick auf eine mögliche Higgs-Entdeckung verschiedene Vor- und Nachteile besitzen. Die
weitaus größte Anzahl an Signalereignissen erwartet
man, wenn Z0 und Higgs-Boson beide in Quarks zerfallen, die sich im Detektor als Teilchenbündel (Jets)
zeigen. Jedoch ist in diesem Fall auch die Untergrundunterdrückung am schwierigsten, da die 4-Jet-Ereignistopologie durch viele andere Reaktionen ebenfalls
entstehen kann. Eine große Verbesserung der Situation
ergibt sich jedoch, wenn es möglich ist, mit Hilfe des
Mikrovertexdetektors zwei der Jets als aus b-Quarks
stammend zu identifizieren (b-tagging). Eine ebenfalls
für die Higgs-Suche aussichtsreiche Ereignistopologie
entsteht, wenn das Z 0 in zwei Neutrinos, die nicht direkt nachweisbar sind, zerfällt. Ereignisse dieser Art
Abb. 6:
Die rekonstruierten Higgs-Boson-Massen (Punkte) aller Kandidaten-Ereignisse der vier Experimente ALEPH, DELPHI, L3
und OPAL bei Schwerpunktsenergien zwischen 183 und 189
GeV zeigen keinen signifikanten Überschuss gegenüber dem
Untergrund (gelb). Ein Higgs-Boson mit der hypothetischen
Masse von 91 GeV müsste zu dem gestrichelten Signal führen.
Panorama
scheinen wegen der durch die Neutrinos weggetragenen Energie den Energieerhaltungssatz zu verletzen.
Es „fehlt“ Energie. Dies wiederum ermöglicht ihre Erkennung und die Abtrennung von reduziblem Untergrund.
Wegen der enormen Bedeutung des Higgs-Bosons
im Rahmen der Standardtheorie der elektroschwachen
Wechselwirkung wurden die Nachweistechniken und
statistischen Methoden in den an LEP arbeitenden Experimentiergruppen in zahllosen Analysen stetig verbessert und verfeinert. Bislang konnten dennoch keine
Hinweise für Higgs-Boson-Produktion gefunden werden. Die beobachteten „Kandidaten-Ereignisse“ sind
sowohl in ihren Eigenschaften als auch in ihrer Anzahl
verträglich mit der Annahme, dass es sich ausschließlich um Untergrundereignisse handelt, wenngleich statistische Fluktuationen des Untergrundes gelegentlich
für Aufregung sorgen. Derartige Fluktuationen lassen
sich natürlich nicht verhindern und traten in der Ver-
als Funktion der hypothetischen Higgs-Boson-Masse
gezeigt. Derzeit kann man Higgs-Bosonen mit einer
Masse unterhalb von 95,2 GeV mit einem Vertrauensniveau von mindestens 95 % ausschließen [8].
Es täte der Vorstellungskraft und dem Einfallsreichtum der beteiligten Physiker Abbruch, wenn man
annähme, alle Higgs-Such-Experimente verließen sich
auf die Gültigkeit des Standardmodells. Standardmodell-Erweiterungen, zum Beispiel unter Zugrundelegung von Supersymmetrie, in der Fermionen und
Bosonen symmetrisch auftreten und in gleicher Zahl
vorhanden sind, sind nicht zuletzt deshalb außerordentlich populär, weil sie manche Defizite des Standardmodells prinzipiell beheben können. Vorhersagen
lassen sich auch in erweiterten Theorien machen und
Analysen zur Higgs-Suche wurden in deren Rahmen
durchgeführt – ebenfalls ohne bisher ein supersymmetrisches Higgs-Boson oder ein anderes Phänomen erweiterter Modelle zu entdecken.
Ausblick
Abb. 7:
Vertrauensniveau für die Konsistenz der LEP-Daten bis Ende
1998 mit einer hypothetischen Higgs-Boson-Produktion als
Funktion der Higgs-Masse (rote durchgezogene Linie). Die horizontale Linie markiert ein Vertrauensniveau von 0,05, d. h. eine
Higgs-Boson-Masse unterhalb von 95,2 GeV kann mit mehr als
95 % Wahrscheinlichkeit ausgeschlossen werden. Ebenfalls gezeigt ist die (simulierte) erwartete Ausschlussgrenze, wenn man
annimmt, dass die simulierten Daten kein Higgs-Signal enthalten (blaue gestrichelte Linie). Sie ist ein Maß für die Sensitivität der Experimente auf ein Signal.
gangenheit bei den LEP-Experimenten auch auf. Nur
weitere Daten können Aufschluss darüber geben, ob
ein beobachteter Überschuss tatsächlich ein HiggsBoson-Signal ist.
Aus den gemessenen Energien und Impulsen der rekonstruierten Teilchen eines Higgs-Kandidaten-Ereignisses lässt sich die zugehörige hypothetische HiggsBoson-Masse rekonstruieren. Abbildung 6 zeigt die
Verteilung der rekonstruierten Higgs-Boson-Massen aller bis Ende 1998 gefundenen Higgs-Kandidaten-Ereignisse. Zum Vergleich sind die erwartete Massenverteilung für den Untergrund sowie diejenigen für ein hinzuaddiertes Higgs-Signal bei einer Masse von 91 GeV
gezeigt. Man erkennt, dass die gemessene Massenverteilung der Higgs-Kandidaten-Ereignisse keinen signifikanten Überschuss über der Untergrunderwartung
zeigt. Vorläufige Analysen der 1999 genommenen Daten ändern an dieser Aussage nichts.
Da der im Standardmodell berechnete Higgs-Produktions-Wirkungsquerschnitt genau bekannt ist, lässt
sich aus einer solchen Null-Beobachtung eine untere
Massengrenze (mit einem bestimmten Vertrauensniveau) berechnen. In Abb. 7 ist dieses Vertrauensniveau
Das Jahr 2000 ist voraussichtlich das letzte Betriebsjahr von LEP. Danach beginnen am CERN die Bauarbeiten für den Large Hadron Collider LHC, der im
gleichen Tunnel im Jahr 2005 in Betrieb genommen
wird. Die LEP-Schwerpunktsenergie kann vermutlich
noch einmal um wenige GeV auf vielleicht 206 GeV
gesteigert werden. Für mehr reicht die Leistung der supraleitenden Beschleunigungsstrukturen des Speicherrings nicht aus. Das eröffnet nochmals einen Bereich
höherer Higgs-Boson-Massen bis etwa 110 GeV. Angespornt durch den indirekten Hinweis aus der Vielzahl
der Präzisionsmessungen zu Standardmodellparametern, dass das Higgs-Boson „relativ“ leicht sein muss,
bleibt der Optimismus der an LEP experimentierenden
Arbeitsgruppen bis zum Ende von LEP ungebrochen.
Sollte der Erfolg den Experimenten bei LEP nicht vergönnt sein, so liegen Experimentiergruppen am ProtonAntiproton-Speicherring TEVATRON am amerikanischen Fermilab, Chicago, und bei dem im Bau befindlichen Large Hadron Collider (LHC) am CERN bereits
auf der Lauer, um diese so wichtige Frage der Grundlagenforschung zu beantworten.
Literatur
[1] S. L. Glashow, Nucl. Phys 22, 597 (1961); S. L.
Glashow, J. Iliopoulos, L. Maiani, Phys. Rev. D2,
1285 (1970); S. Weinberg, Phys. Rev. Lett. 19, 1264
(1967); A. Salam, Elementary Particle Theory,
hrsg. von N. Svartholm, Almquist and Wiksells,
Stockholm 1968, S. 367.
[2] s. z. B. den Artikel zum Physik-Nobelpreis 1999
von H. Fritzsch, Phys. Bl., Dezember 1999, S. 20.
[3] P. W. Higgs, Phys. Lett. 12, 132 (1964); F. Englert,
R. Brout, Phys. Rev. Lett. 13, 321 (1964); G. S.
Guralnik, C. R. Hagen, T. W. B. Kibble, Phys. Rev.
Lett. 13, 585 (1964).
[4] G. ‘t Hooft, Nucl. Phys. B 33, 173 (1971);
G. ‘t Hooft, Nucl. Phys. B 35, 167 (1971).
[5] M. J. G. Veltman, Nucl Phys. B 123, 89 (1977).
[6] T. Junk, Nucl. Instr. Meth A 434, 435 (1999);
A. L. Read, DELPHI-Note 97–158 PHYS 737.
P. Bock, Heidelberg preprint HD-PY-96/05 (1996).
[7] P. Schmüser, Feynman-Graphen und Eichtheorien
für Experimentalphysiker, Springer-Verlag, Heidelberg 1995.
[8] ALEPH, DELPHI, L3 and OPAL Collaborations,
paper 6_49 bei der Internat. Europhysics Conf. on
High Energy Physics, Tampere, Finland, 1999 und
E. Gross, Vortrag bei der gleichen Tagung
Physikalische Blätter
56 (2000) Nr. 4
39
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