Teilchenphysik für Fortgeschrittene

Teilchenphysik
für Fortgeschrittene
Notizen zur Vorlesung im Wintersemester 2011-12
Peter Schleper
20. Januar 2012
Institut für Experimentalphysik, Universität Hamburg
[email protected]
http://www.desy.de/∼schleper/lehre/
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung
1.1 Einheiten . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Relativistische Kinematik . . . . . . . . . .
1.3 Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . .
1.4 Klein-Gordon-Gleichung . . . . . . . . . . .
1.5 Dirac Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . .
1.6 Lagrange-Formalismus . . . . . . . . . . . .
1.6.1 Für klassische Teilchen . . . . . . . .
1.6.2 Für die Klein-Gordon Gleichung . . .
1.6.3 Für die Dirac- Gleichung . . . . . . .
1.7 Globale Symmetrien und Noether- Theorem
2 Eigenschaften der Dirac-Gleichung
2.1 Lösungen der Dirac Gleichung . . . . . . . .
2.2 Spin und Helizität . . . . . . . . . . . . . . .
2.3 Chiralität . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4 C,P,T . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.5 Dimensionen der Felder und Bilinearformen
3 Quanten-Elektrodynamik
3.1 Lokale Eichinvarianz . . . . . . . . . . .
3.2 Vektorfelder . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2.1 Masse und kinetische Energie . .
3.2.2 Spin und Polarisation . . . . . . .
3.3 Maxwell- Gleichungen . . . . . . . . . .
3.4 Übersicht der elementaren QED-Prozesse
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4 Feynman- Diagramme
4.1 Mandelstam - Variablen . . . . . . . . . . . . . .
4.2 Helizitätsamplituden . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3 Propagatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.1 Propagator für Fermionen . . . . . . . . .
4.3.2 Propagator für das Photon . . . . . . . . .
4.3.3 Propagator für Spin-0 und Spin-1 Teilchen
4.4 Störungsrechnung . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.5 Matrixelement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.6 Feynman-Regeln . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.7 Wirkungsquerschnitt und Fermi’s Goldene Regel .
4.8 Wirkungsquerschnitt im CMS . . . . . . . . . . .
4.9 Ereignisrate und Luminosität . . . . . . . . . . .
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5 Prozesse der QED
5.1 Berechnung des Prozesses e− µ− → e− µ−
5.2 Crossing . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3 Übersicht der elementaren QED-Prozesse
5.4 Erzeugung von Hadronen in der QED . .
5.5 Drell-Yan Prozess . . . . . . . . . . . . .
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6 Schwache Wechselwirkung
6.1 Historie der Schwachen Wechselwirkung . . . .
6.2 Paritätsverletzung und V-A Theorie . . . . . .
6.3 P und C: Parität und Ladungskonjugation . .
6.4 Fermi-Konstante und W-Propagator . . . . . .
6.5 Schwache Wechselwirkung von Hadronen . . .
6.6 SU(2) Symmetrie . . . . . . . . . . . . . . . .
6.7 Zerfälle als Test von Erhaltungssätzen . . . .
6.7.1 Zerfälle durch Starke WW . . . . . . .
6.7.2 Zerfälle durch Elektromagnetische WW
6.7.3 Schwache Zerfälle: Muon . . . . . . . .
6.7.4 Schwache Zerfälle: Pion . . . . . . . . .
6.8 Neutrino Streuung . . . . . . . . . . . . . . .
6.8.1 Geladener Strom . . . . . . . . . . . .
6.8.2 Divergenzen in der V-A Theorie . . . .
6.8.3 Neutrale Ströme: Z 0 Austausch . . . .
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7 Übersicht Eichtheorien
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8 Eichtheorie der elektro-schwachen Wechselwirkung
8.1 Massen der Fermionen . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.2 SU(2)L und schwacher Isospin . . . . . . . . . . . . .
8.2.1 Erfolge der SU (2)L - Theorie . . . . . . . . . .
8.2.2 Probleme der SU (2)L Theorie . . . . . . . . .
8.3 U(1)Y und Hyperladung . . . . . . . . . . . . . . . .
8.4 SU(2)L × U(1)Y . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.5 Wechselwirkung von W Bosonen mit Fermionen . . .
8.6 Mischung von Photon und Z0 . . . . . . . . . . . . .
8.7 Elektromagnetismus . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8.8 Wechselwirkungen des Z0 mit Fermionen . . . . . . .
8.9 Mischung von Quarks und Leptonen . . . . . . . . .
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9 Spontane Symmetrie-Brechung
103
9.1 Der Higgs- Mechanismus im Standard-Modell . . . . . . . . . . . . . 103
9.2 Eichboson - Higgs Wechselwirkung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106
9.3 Fermion-Higgs Kopplung und Fermion-Massen . . . . . . . . . . . . . 108
10 Lagrange-Dichte des Standard-Modells
111
11 Physik des W ± und Z 0 Bosons
11.1 Standard-Modell der elektroschwachen Wechselwirkung
11.2 Entdeckung von W und Z . . . . . . . . . . . . . . . .
11.3 Breit-Wigner Resonanzkurve für instabile Teilchen . . .
11.4 W, Z und γ im Standard-Modell . . . . . . . . . . . . .
11.5 Z 0 -Physik an e+ e− Beschleunigern . . . . . . . . . . .
11.6 WW Produktion in e+ e+ − Kollisionen . . . . . . . . .
11.7 W und Z Produktion in pp̄ Kollisionen . . . . . . . . .
11.8 Polarisierung im W-Zerfall . . . . . . . . . . . . . . . .
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12 Starke Wechselwirkung
12.1 Quarks und Gluonen . . . . . . . . . . . . . . . . . .
12.2 Nicht-Abelsche Eichtheorie . . . . . . . . . . . . . . .
12.2.1 Übersicht zu Eichtheorien . . . . . . . . . . .
12.2.2 Lagrange-Dichte der QCD . . . . . . . . . . .
12.3 QCD in der e+ e− Vernichtung . . . . . . . . . . . . .
12.4 Streuprozesse mit Hadronen . . . . . . . . . . . . . .
12.4.1 Tief-inlastische Streuung . . . . . . . . . . . .
12.5 Faktorisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
12.6 Messung der Parton-Dichteverteilungen . . . . . . . .
12.7 Perturbative QCD in der Quark und Gluon Streuung
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13 Loops und Legs
13.1 QED: Laufende Kopplungskonstanten .
13.2 QCD: Laufende Kopplung . . . . . . .
13.3 Renormierung in höheren Ordnungen .
13.4 Renormierung der Massen . . . . . . .
13.5 Renormierbarkeit des Standard-Modells
13.6 Chirale Anomalie . . . . . . . . . . . .
13.7 Chirale Anomalie . . . . . . . . . . . .
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A Nützliche Formeln
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B Drehimpuls und Rotation
168
3
C Ergänzungen zur Dirac-Gleichung
C.1 Normierung der Dirac-Spinoren . . . . . . . . . .
C.2 Teilchen und Antiteilchen in der Dirac-Gleichung
C.3 Parität für Antiteilchen . . . . . . . . . . . . . . .
C.4 Ergänzungen zum Propagator . . . . . . . . . . .
D Ergänzungen zum Wirkungsquerschnitt
D.1 Phasenraum . . . . . . . . . . . . . . . . . .
D.2 Zustandsdichte . . . . . . . . . . . . . . . .
D.3 Teilchenfluss der einlaufenden Teilchen . . .
D.4 Integration des Phasenraums . . . . . . . . .
D.5 Yukawa Potential und Reichweite der Kräfte
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E Symmetrien und Gruppen
E.1 Teilchenphysik und Unitäre Transformationen
E.2 Unitäre Matrizen und Generatoren . . . . . .
E.2.1 Diagonale Generatoren . . . . . . . . .
E.3 Normierung der Generatoren . . . . . . . . . .
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F Nicht-Abelsche Eichtheorie
183
F.0.1 Ableitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 187
4
Inhalt des Skriptes vom WS-2010/11
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung
2 Relativistische Quantenmechanik
2.1 Eichtheorie . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 Einheiten . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3 Relativistische Kinematik . . . . . . . . . .
2.4 Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . .
2.5 Klein-Gordon-Gleichung . . . . . . . . . . .
2.6 Dirac Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . .
2.7 Lagrange-Formalismus . . . . . . . . . . . .
2.7.1 Für klassische Teilchen . . . . . . . .
2.7.2 Für die Klein-Gordon Gleichung . . .
2.7.3 Für die Dirac- Gleichung . . . . . . .
Globale Symmetrien und Noether- Theorem
2.8
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3 Eigenschaften der Dirac-Gleichung
3.1 Lösungen der Dirac Gleichung . . . . . . . .
3.2 Spin und Helizität . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 Chiralität . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.4 C,P,T . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5 Dimensionen der Felder und Bilinearformen
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1
4 Quanten-Elektrodynamik
4.1 Lokale Eichinvarianz . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2 Vektorfelder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2.1 Masse und kinetische Energie . . . . . . .
4.2.2 Spin und Polarisation . . . . . . . . . . . .
4.3 Maxwell- Gleichungen . . . . . . . . . . . . . . .
4.4 Feynman- Diagramme . . . . . . . . . . . . . . .
4.4.1 Helizitätsamplituden . . . . . . . . . . . .
4.4.2 Störungsrechnung . . . . . . . . . . . . . .
4.4.3 Propagator für Fermionen . . . . . . . . .
4.4.4 Propagator für das Photon . . . . . . . . .
4.4.5 Propagator für Spin-0 und Spin-1 Teilchen
4.4.6 Matrixelement . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4.7 Feynman-Regeln . . . . . . . . . . . . . .
4.5 Wirkungsquerschnitt und Matrixelemente . . . . .
4.5.1 Fermi’s Goldene Regel I . . . . . . . . . .
4.5.2 Zustandsdichte . . . . . . . . . . . . . . .
4.5.3 Teilchenfluss der einlaufenden Teilchen . .
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. 93
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. 97
. 97
. 98
. 99
. 101
. 104
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67
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51
52
52
54
55
55
57
61
62
65
4.6
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4.5.4 Matrixelement . . . . . . . . . . . . . . .
4.5.5 Fermi’s Goldene Regel II . . . . . . . . .
4.5.6 Integration des Phasenraums . . . . . . .
4.5.7 Wirkungsquerschnitt im CMS . . . . . .
Prozesse der QED . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.6.1 Berechnung des Prozesses e− µ− → e− µ−
4.6.2 Crossing . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.6.3 Übersicht der elementaren QED-Prozesse
4.6.4 Erzeugung von Hadronen . . . . . . . . .
4.6.5 Drell-Yan Prozess . . . . . . . . . . . . .
5 Starke Wechselwirkung
5.1 Quarks und Gluonen . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2 Nicht-Abelsche Eichtheorie . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.1 Übersicht zu Eichtheorien . . . . . . . . . . .
5.2.2 Lagrange-Dichte der QCD . . . . . . . . . . .
5.2.3 Ableitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3 QCD in der e+ e− Vernichtung . . . . . . . . . . . . .
5.4 Streuprozesse mit Hadronen . . . . . . . . . . . . . .
5.4.1 Tief-inlastische Streuung . . . . . . . . . . . .
Faktorisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Messung der Parton-Dichteverteilungen . . . . . . . .
Perturbative QCD in der Quark und Gluon Streuung
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5.5
5.6
5.7
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6 Schwache Wechselwirkung
6.1 Historie der Schwachen Wechselwirkung . . . .
6.2 Paritätsverletzung und V-A Theorie . . . . . .
6.3 P und C: Parität und Ladungskonjugation . .
6.4 Fermi-Konstante und W-Propagator . . . . . .
6.5 Schwache Wechselwirkung von Hadronen . . .
6.6 SU(2) Symmetrie . . . . . . . . . . . . . . . .
6.7 Zerfälle als Test von Erhaltungssätzen . . . .
6.7.1 Zerfälle durch Starke WW . . . . . . .
6.7.2 Zerfälle durch Elektromagnetische WW
6.7.3 Schwache Zerfälle: Muon . . . . . . . .
6.7.4 Schwache Zerfälle: Pion . . . . . . . . .
Mischung von Quarks und Leptonen . . . . .
6.8
7 Elektro-schwache Wechselwirkung
106
7.1 Eichtheorie der elektro-schwachen Wechselwirkung . . . . . . . . . . . 106
7.1.1 Massen der Fermionen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106
2
7.1.2
7.1.3
7.1.4
7.1.5
7.1.6
7.1.7
7.1.8
7.1.9
7.1.10
7.1.11
SU(2)L und schwacher Isospin . . . . . . . . . .
U(1)Y und Hyperladung . . . . . . . . . . . . .
SU(2)L × U(1)Y . . . . . . . . . . . . . . . . .
Wechselwirkung von W Bosonen mit Fermionen
Mischung von Photon und Z0 . . . . . . . . . .
Elektromagnetismus . . . . . . . . . . . . . . .
Wechselwirkungen des Z0 mit Fermionen . . . .
Spontane Symmetrie-Brechung . . . . . . . . .
Der Higgs- Mechanismus im Standard-Modell .
Fermion-Higgs Kopplung und Fermion-Massen .
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117
117
123
148
150
157
159
160
8 Lagrange-Dichte des Standard-Modells
125
8.1 Physik des W ± und Z 0 Bosons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126
8.2 Suche nach dem Higgs-Boson . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139
9 Höhere Ordnungen
9.1 Laufende Kopplungskonstanten . . . .
9.2 Renormierbarkeit des Standard-Modells
9.3 Chirale Anomalie . . . . . . . . . . . .
9.4 Indirekte Berechnung der Higgs-Masse
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206
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187
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189
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192
193
198
199
200
202
10 Grenzen und Erweiterungen des Standard-Modells
164
10.1 Suche nach Physik jenseits des Standard Modells . . . . . . . . . . . 171
10.2 Grand Unified Theories . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174
10.3 Super Symmetrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 177
A Anhang
A.1 Normierung der Dirac-Spinoren . . . . . . . . . . . . . . .
A.2 Teilchen und Antiteilchen in der Dirac-Gleichung . . . . .
A.3 Mandelstam - Variablen . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.4 Luminosität . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.5 Phasenraum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.6 Nicht-Abelsche Eichtheorie . . . . . . . . . . . . . . . . . .
A.7 Die kovariante Ableitung für Nicht-Abel’sche Eichtheorien
A.8 Ergänzungen zum Propagator . . . . . . . . . . . . . . . .
A.9 Yukawa Potential und Reichweite der Kräfte . . . . . . . .
A.10 Drehimpuls und Rotation . . . . . . . . . . . . . . . . . .
B Nützliche Formeln
3
5
Literatur
Empfehlungen zur Teilchenphysik
• Martin, Shaw: Elementary Particle Physics
(Wiley)
• E. Lohrmann: Hochenergiephysik
(Teubner, Neuauflage 2005)
• Ch. Berger: Elementarteilchen
(Springer 2001)
• D. Griffith: Introduction to Elementary Particle Physics
• P. Schmüser, Feynman-Graphen und Eichtheorie für Experimentalphysiker
(Springer Lecture Notes in Physics)
• Halzen, Martin: Quarks and Leptons
(Wiley)
• A. Seiden, Particle Physics, a Comprehensive Introduction
(Addison Wesley)
Sonstige
• G. Musiol, et.al.: Kern und Elementarteilchenphysik
(Verlag Harry Deutsch)
• Frauenfelder, Henley: Teilchen und Kernphysik
• A. Das, T. Ferbel: Kern und Teilchenphysik
(Spektrum Lehrbuch)
• A. Das, T. Ferbel: Kern und Teilchenphysik
(Spektrum Lehrbuch)
• A.Zee, Quantum Field Theorie in a Nutshell
(Princeton University Press)
• M.Peskin, D.Schroeder, An Introduction to Quantum Field Theorie
(Westview)
6
1
Einleitung
Das Standard Modell
lokale Eichtheorien
starke WW
SU(3)c
elektro-schwache WW
QED
U(1)e
U(1)Y
Bo
Wo
γ
g
SU(2)L
Zo
W+-
s
mm pont
etr ane
ie B
rec
h
Sy
un
g
W+Higgs
Leptonen
νe νµ ντ
e µ τ
Quarks
u c t
d s b
Wechselwirkungen
Mesonen: π, K,...
Baryonen: p,n,...
Abbildung 1: Schema des Standardmodells mit allen Teilchen. Grüne Pfeile stellen
Wechselwirkungen dar.
• 19 Teilchen
• 26 freie Naturkonstanten
• Ist das ALLES ? Dunkle Materie und dunkle Energie ?
Physik jenseits des Standard-Modells
• Bauprinzip ? Vereinfachungen ? Vereinheitlichungen ?
Neue Symmetrien: Supersymmetrie, Grand Unified Theories
7
Peter Schlepe
Physik nach LHC
Januar 200
E i c h- T h e o r i e
!"#$%&$'())))))*+&,()-&.#%/0/%(
!"#$%&$1&.2%3&45/&
6/7389''&%5/&$
:&5.&/%"$;)2&5)<#%"5=5#&1%&
&.&=%54'#;$(>)8%#5=&>)873?#73&)@5#1%
Das Standard-Modell
mit
Higgs
Abbildung
2: Schema
für
Eichtheorien.
Theorem:
Nur
Eichtheorien
liefern
Quantentheorie:
Teilchen folgen Wellengleichungen
Nur Betrag der Wellen ist
beobachtbar:
Phase der Welle ist beliebig:
@Æ
@ei H
laesst Experiment unveraendert
Symmetrie der Natur:
ÆErhaltung der Elektr. Ladung
ÆN, Z,W,g haben Spin 1
ÆForm der Kraefte
ÆAlle Teilchen in kompletten
Generationen
ÆVorhersage Charm, Top, Neutrinos
ÆEs muss ein Higgs Teilchen geben
ÆHiggs wechselwirkt mit Masse
Peter Schleper
ÆQuantenkorreturen
Physik nach LHC
ÆSelbstwechselwirkung
von
Januar 2005
Z,W,g,H
sinnvolle Resultate
LEP: e+e- Æphysikalisch
….
Praezisionstest der Teilchenphysik
Alle Experimente stimmen mit dem
Standard Modell ueberein !!
…falls das Higgs existiert und
MH < 160 GeV
Z0
W+WZ0 Z0
4
Sonst: Widerspruch
Alternativen ????
Abbildung 3: Wirkungsquerschnitte für Prozesse in e+ e− Kollisionen als Funktion der
Schwerpunktsenergie und daraus abgeleitete Bedingungen für die Masse des HiggsTeilchens.
8
5
LHC: der Large Hadron Collider
Peter Schleper
Physik nach LHC
Januar 2005
CERN: Europaeisches Zentrum fuerTeilchenphysik in Genf
Proton-Proton Kollisionen bei 14000 GeV
Faktor 1000 mehr Kollisionen als bisher
Start: 2007
5
Abbildung 4: LHC Beschleuniger und Foto des CMS Experiments
9
Forderungen an eine fundamentale Theorie der Naturgesetze
SM
√
Wenige Grundannahmen
Kausalität, Realität, Quantentheorie, Raum-Zeit
Konsistente Beschreibung aller Naturphänomene durch wenige
Naturkonstanten, Teilchen und ihre WW
nein
27 freie Parameter, e, µ, τ, νe , νµ , ντ , u, d, s, c, t, b, W ± , Z, γ, h, g,
dunkle Materie
√
Vorhersagekraft
ντ , t, W, Z
gültig in allen Prozessen
?
ep → eµX + p/t ? unklar
gültig bei allen Energien: Extrapolierbarkeit
nein
Λ & 1T eV ⇒ MHiggs → ∞
Hierarchieproblem
Λ ≥ 1019 GeV ⇒ Quanten-Gravitation
Erklärung warum die Natur so ist, wie sie ist
nein
Peter Schleper
⇒ Das Standard Modell ist nicht die TOE (Theory of Everything)
Physik nach LHC
Januar 2005
T h e ori e n d e r P h y si k
Energie, Temperatur, Zeit
Abbildung 5: Schema der Vereinheitlichungen der Wechselwirkungen.
10
1.1
Einheiten
Wir sind interessiert an relativistischer Quantenmechanik. Daher verwenden wir als
natürliches Einheitensystem eine Schreibweise, bei der
c = 1,
~=1
gestzt wird, so dass alle Faktoren c und ~ vermieden werden können. Damit haben
Zeit und Länge die gleiche Dimension (m). Ebenso haben Energie, Impuls und Masse
die Dimension einer Energie (GeV). Außerdem schreibt sich die Unschärferelation
z.B. als
∆t · ∆E ≥ 1.
Dies macht viele Formeln viel übersichtlicher. Für die Berechnung experimenteller
Ergebnisse muß von diesem natürlichen Einheitensystem in SI Einheiten (m, kg, s)
umgerechnet werden. Dies ist immer möglich durch einfache Dimensionsbetrachtungen:
cm
c ≈ 30
ns
~ ≈ 6, 5822 · 10−22 M eV s
~c ≈ 197 MeV fm
Größe
Natürliche
Einheit
Energie E
Impuls p
Masse M
Zeit t
M eV
(GeV, T eV )
M eV
M eV
M eV −1
Länge
M eV −1
·~c
m
Geschwind. β
~
Drehimpuls L
1
·c
m
s
1
Umrechnung
SI-Einheit
Bemerkung
M eV
z.B. LHC:
(GeV, T eV ) ECM S = 14TeV
· 1c
· c12
·~
M eV
c
M eV
c2
s
·~
Js
11
E = mc2 !
∆E · ∆t & ~
1M eV −1 = 6, 5 · 10−22 s
1M eV −1 = 200 fm
1GeV −1 = 0, 2 fm
β = vc ≤ 1
1.2
Relativistische Kinematik
Die spezielle Relativitätstheorie basiert auf der Forderung, dass alle Inertialsysteme
S gleichberechtigt sind. Daraus folgt:
• Die Naturgesetze (Maxwell-Gl., ...) haben in allen Inertialsystemen die gleiche
Form.
• Die Naturkonstanten (c, ~, ...) haben in allen Inertialsystemen die gleichen
Zahlenwerte.
Hieraus folgen ebenso Zeitdilatation und Längenkontraktion sowie die Formeln für
die Lorentz-Tranformationen. Da Ort- und Zeit- Koordinaten gleichermaßen transformiert werden müssen ist die einfachste Notation die der Vierervektoren im MinkowskiRaum:
Kontravarianter Vierervektor:
xµ = (ct, x, y, z) = (ct, ~x) .
Die Zeit wird hier mit der Lichtgeschwindigkeit c multipliziert, damit aller Komponenten des Vierervekors die Dimension einer Länge haben. In natürlichen Einheiten
wird c = 1 gesetzt, also:
xµ = (t, x, y, z) = (t, ~x) ,
wobei µ = 0, 1, 2, 3 so dass die 0-Komponente die Zeit ist, x0 = t. Im Folgenden
werden griechische Indizes (µ, ν, ..) verwendet um Komponenten von Vierervektoren
zu bezeichnen. Aus der Konstanz der Lichtgeschwindigkeit folgt, dass Skalarprodukte
(Abstände) von Vierervektoren invariant sind. Mit dem “kovarianten” Vierervektor
xµ = (t, −x, −y, −z) .
ist das Skalarprodukt zweier Vierervekotren definiert als
xµ xµ = xµ xµ = t2 − x2 − y 2 − z 2 .
Hierbei wird also als Summenkonvention über gleiche, unten und oben stehende
Indizes summiert. Kontravariante und kovariante 4-er Vektoren lassen sich durch
den metrischen Tensor g µν ineinander umrechnen:
xµ = g µν xν
mit

g µν

1 0
0
0
0 −1 0
0

=
0 0 −1 0  .
0 0
0 −1
12
In einem anderen Inertialsystem S 0 mit Koordinaten x0 µ gilt:
µ
xµ xµ = x0 x0µ
Ebenso gilt für beliebige andere Vierervektoren
aµ = (ta , xa , ya , za ) ,
bµ = (tb , xb , yb , zb )
, dass
µ
aµ bµ = ta tb − xa xb − ya yb − za zb = t0a t0b − x0a x0b − ya0 yb0 − za0 zb0 = a0 b0µ
Lorentztransformation erlauben die Umrechnung von allen 4-er Vektoren zwischen
verschiedenen Inertialsystemen. Aus Sicht eines Systems S 0 , dass sich mit Geschwindigkeit βs = vs /c < 1 und
1
γs = p
1 − βs2
in x-Richtung bewegt, gilt (wenn der
übereinander liegt):
 0 
γs
−γs βs
t
x0  −γs βs
γs
 0 = 
y   0
0
0
z
0
0
also
Ursprung von S und S 0 zur Zeit t = 0, t0 = 0
0
0
1
0
  

0
t
γs t − γs βs x
  

0
 x = γs x − γs βs t

0 y  
y
1
z
z
(1)
µ
x0 = Λµ ν xν
4-er Impulsvektor:
Analog zu Zeit und Ort werden Energie und Impuls eines Teilchens zu einem 4-er
Vektor zusammengefasst:
pµ = (E, px , py , pz )
wobei die Norm des 4-er Impulsvektors die (Ruhe-) Masse m ist.
pµ pµ = E 2 − p~2 = m2 .
(Setzt man c explizit ein entspricht dies E 2 − p~2 c2 = m2 c4 .)
Im Ruhesystem eines Teilchen is p~ ∗ = 0, so dass E ∗ = m. Die Lorentz-Transformation
eines 4-er Impulses erfolgt wie bei anderen 4-er Vektoren auch:
µ
p0 = Λµ ν pν
 
 
E0
γs
−γs βs
E
 p0x  −γs βs



γ
p
s
 0=
  x
 py  


1
py 
0
1
pz
pz

13
Bewegt sich ein Teilchen mit Geschwindigkeit β, so ergibt sich mit (β = βs ) aus der
Lorentz-Transformation für Energie, Impuls und kinetische Energie:
E = γm
β~ = p~/E
~
p~ = γ βm
Ekin = E − m = (γ − 1)m
Es folgt: p2 = E 2 − p~2 = γ 2 (1 − β 2 ) m2 , so dass pµ pµ = m2 in allen Systemen. Daraus
| {z }
=1
folgt auch das Additionstheorem für Geschwindigkeiten
p~
β~ =
E
βx0 =
p0x
γs px − γs βs E
βx − βs
=
=
0
E
γs E − γs βs px
1 − βx βs
sowie die kinematischen Grenzfälle für Teilchen-Impulse:
ruhend:
β=0
γ=1
p~ = 0
E=m
langsam:
β&0
γ&1
|~p| m E = m + 21 mβ 2 + . . . β 4 + . . .
ultrarelativ.: β ≈ 1
γ1
|~p| m E ≈ |~p|
Masse-los:
β=1
γ = ∞ |~p| = E
Ableitungen: Als 4-er Ableitung wird definiert:
∂
=
∂xµ
oder, mit c = 1,
∂µ =
sowie
1∂ ~
,∇
c ∂t
∂
= (∂t , ∂x , ∂y , ∂z )
∂xµ
∂ µ = (∂t , −∂x , −∂y , −∂z )
Damit ist z.B. die Variation einer skalaren Funktion Φ(x) gegeben durch
δΦ =
∂Φ µ
δx = (∂µ Φ) δxµ
∂xµ
ebenfals ein Skalar. Es folgt auch
~2=
∂ µ ∂µ = ∂t2 − ∇
14
1.3
Schrödinger-Gleichung
QM- Wellengleichung für nicht-relativistische Teilchen.
Benutzt wird die nicht-relativistische Energie-Impuls Beziehung für freie Teilchen:
p~2
E=
2m
Quantisierung: Ersetzt man Energie und Impuls eines Teilchens durch die Operatoren
E → i∂t ,
p → −i∇
und wendet das Resultat auf eine Wellenfunktion ψ(x, t) an, so folgt die SchrödingerGleichung,
1 2
∇ψ
−i∂t ψ =
2m
(in natürlichen Einheiten, ~ = 1). Lösungen sind ebene Wellen:
ψ = ψ0 ei(Et−~p~r) ,
so dass mit ∂t ψ = iEψ, ∇ψ = −i~pψ und ∇2 ψ = −~p2 ψ die Energie-Impuls Beziehung
wieder erfüllt ist:
p~2
Eψ =
ψ
2m
1.4
Klein-Gordon-Gleichung
Relativistische Wellengleichung für Spin-0 Teilchen.
Anders als bei der Schrödingergleichung startet man von der relativistischen EnergieImpuls Beziehung
E 2 = p~2 + m2
oder
pµ pµ = m2
Ersetzt man Energie und Impuls durch die gleichen Operatoren wie im nicht-relativistischen
Fall, so erhält man den relativistischen 4-er Impulsoperator:
E → i∂t ,
p → −i∇
oder
pµ → i∂ µ .
Dies setzt man in die Energie-Impulsbeziehung ein und wendet die Operatoren auf
eine Wellenfunktion Φ(x, t) an:
−∂t2 Φ = −∇2 Φ + m2 Φ
oder
∂ µ ∂µ + m2 Φ = 0,
denn ∂ µ ∂µ = ∂t2 − ∇2 . Dies ist die Klein-Gordon Gleichung für relativistische Spin-0
Teilchen. Lösungen sind wieder ebene Wellen,
Φ(x) = Φ0 ei(Et−~p~r) = Φ0 ei p
νx
ν
mit der Lorentz-invarianten Phase pν xν . Da z.B. ∂ t pν xν = p0 = E ist folgt auch
∂ µ (pν xν ) = pµ ,
∂µ (pν xν ) = pµ
so dass Einsetzen der Wellenfunktion in die Klein-Gordon Gleichung wieder die relativistische Energie-Impuls Beziehung liefert.
15
1.5
Dirac Gleichung
Relativistische Wellengleichung für Spin 1/2 Teilchen.
In relativistischen Wellengleichungen können Ort- und Zeit- Ableitungen nur gleichberechtigt, d.h. in der Form ∂ µ auftreten. Eine Gleichung linear in den Ableitungen
ist die Dirac-Gleichung
(iγ µ ∂µ − m) ψ = 0
Bestimmt man die Größen γ µ so, dass für eine ebene Welle ψ die relativistische
Energie-Impuls Beziehung E 2 = p~2 + m2 erfüllt sein muß, so folgt:
• Jedes γ µ (µ = 0, 1, 2, 3) ist eine 4x4 Matrix. Hinter m in der Dirac-Gleichung
steht also (nicht ausgeschrieben) eine 4x4 1er-Matrix im Spinor-Raum. Damit
die Dirac-Gleichung Lorentz-invariant ist muss gelten1
γ µ γ ν + γ ν γ µ = 2g µν
• ψ ist ein 4-Spinor mit den 4 Komponenten ψk = ψ1 , ψ2 , ψ3 , ψ4 . Hier ist k kein
Lorentz-Index sondern der Spinor-Index (Römische Buchstaben). Der Spinor
hat also 4 Freiheitsgrade:
(Teilchen, Antiteilchen) x (2 Spineinstellungen)
Die Dirac-Gleichung gilt also für Spin 1/2 Teilchen und sagt die Existenz von
Anti-Materie voraus.
Ausgeschrieben in allen Komponenten lautet die Dirac-Gleichung:
#
" 3
4
X
X
i(γ µ )jk ∂µ − mδjk ψk = 0
k=1
µ=0
Die 4x4 γ-Matrizen beinhalten nur Zahlen und lassen sich durch die 2x2 PauliMatrizen darstellen. In der Dirac-Pauli Notation lauten sie:


1
 1

I 0
0 σi
0 I
5
0
i


, γ =
γ =
=
γ =
,
0 −I
−1
−σi 0
I 0
−1
1
Beweis: Ersetzt man in der Dirac-Gleichung den Impulsoperator i∂ν durch den Impulserwartungswert pν so erhält man γ ν pν ψ = mψ. Multipliziert man nun von links auf der linken Seite mit
γ µ pµ und auf der rechten Seite mit m, so folgt
γ µ pµ γ ν pν ψ =
1 µ ν
(γ γ + γ ν γ µ ) pµ pν ψ = m2 ψ = E 2 − p~2 ψ.
2
Der zweite und vierte Term können nur gleich sein, wenn γ µ γ ν + γ ν γ µ = 2g µν erfüllt ist.
16
Die zusätzliche γ 5 Matrix ist nicht Teil der Dirac-Gleichung, wird aber später benötigt. Die Pauli-Matrizen ~σ = (σx , σy , σz ) = (σ1 , σ2 , σ3 ) lauten in der Dirac-Darstellung
0 1
0 −i
1 0
σx =
, σy =
, σz =
1 0
i 0
0 −1
In manchen Fällen ist es vorteilhaft eine andere Konvention für die γ- Matrizen zu
verwenden, die Weyl- Notation:
0 I
0 σi
−I 0
0
i
5
γ =
γ =
, γ =
I 0
−σi 0
0 I
In dieser Notation haben dann auch die Lösungen der Dirac Gleichung eine andere
Form. Generell wird im Folgenden die oben definierte Dirac-Pauli Notation verwendet.
1.6
1.6.1
Lagrange-Formalismus
Für klassische Teilchen
Klassisch und nicht-relativistisch ist die Lagrange-Funktion für ein Teilchen eine
Funktion der Ortskoordinaten und deren Zeitableitungen,
L(~x, ∂t~x) = T − V =
p~2
1
− V = m(∂t~x)2 − V (~x)
2m
2
oder mit verallgemeinerten Koordinaten q, ∂t q,
L = L(q, ∂t q)
Aus den Euler-Lagrange-Gleichungen
∂L
∂L
− ∂t
=0
∂q(t)
∂(∂t q(t))
folgen die Bewegungsgleichungen. Ist z.B. q = ~x, so folgt mit
∂L
∂V (~x)
=−
= F~
∂~x
∂~x
∂L
= m · (∂t~x) = p~
∂(∂t~x)
das Gesetz von Newton:
F~ = ∂t p~,
17
1.6.2
Für die Klein-Gordon Gleichung
Felder sind nicht durch einzelne Koordinaten beschrieben, sondern sind Funktionen
vor Ort und Zeit. Man geht daher zur Lagrange-Dichte L über, die mit der LagrangeFunktion und der Wirkung über
Z
Z
L = d~x L, S = d4 x L
zusammenhängt. Da die Wirkung dimensionslos sein soll und Längen die Dimension
[GeV−1 ] haben ist die Dimension der Lagrange-Dichte also [GeV4 ]. Für ein skalares (Spin 0), reelles Feld Φ(x) als Funktion von Ort und Zeit-Koordinaten ist die
Lagrange-Dichte eine Funktion der Felder Φ und deren Änderungen ∂µ Φ,
L = L(Φ, ∂µ Φ)
Die Euler-Lagrange-Gleichung lautet dann
∂L
∂L
− ∂µ
=0
∂Φ
∂(∂µ Φ)
Die Klein-Gordon Gleichung lässt sich aus der Lagrange-Dichte
1
1
L = (∂µ Φ)(∂ µ Φ) − m2 Φ2
2
2
ableiten, denn es gilt:
∂L
= −m2 Φ
∂Φ
∂L
= ∂µ (∂ µ Φ) = ∂µ ∂ µ Φ,
∂µ
∂(∂µ Φ)
insgesamt also
∂L
∂L
− ∂µ
=0
∂Φ
∂(∂µ Φ)
⇒
∂µ ∂ µ Φ + m2 Φ = 0,
also die Klein-Gordon-Gleichung.
1.6.3
Für die Dirac- Gleichung
Die Dirac- Wellenfunktionen bestehen auc 4 komplexen Feldern ψ. Anstatt Realund Imaginär- Teile zu betrachten benutzt man equivalent die Funktionen und ihre
komplex konjugierten, ausgedrückt durch die “adjungierten” Spinoren
ψ̄ = ψ † γ 0 ,
18
wobei † wie üblich komplex konjugiert und transponiert bedeutet:
 
ψ1
ψ2 

ψ=
ψ † = (ψ1∗ , ψ2∗ , ψ3∗ , ψ4∗ )
ψ3 
ψ4
Bei Variation der Lagrange- Dichte fungieren alle Komponenten von ψ und ψ̄ und
ihre Ableitungen als getrennte Variablen,
L = L(ψ, ∂µ ψ, ψ̄, ∂µ ψ̄)
Die Lagrange- Dichte der Dirac- Gleichung lautet für ein freies Teilchen
L = ψ̄(iγ µ ∂µ − m)ψ .
Aus der Euler- Lagrange Gleichung für ψ̄,
∂L
∂L
− ∂µ
=0
∂ ψ̄
∂(∂µ ψ̄)
folgt mit
∂L
= 0,
∂(∂µ ψ̄)
die Dirac- Gleichung für ψ:
∂L
= (iγ µ ∂µ − m)ψ .
∂ ψ̄
(iγ µ ∂µ − m)ψ = 0 .
Ebenso folgt aus der Euler- Lagrange Gleichung für ψ,
∂L
∂L
− ∂µ
=0
∂ψ
∂(∂µ ψ)
mit
∂L
= iψ̄γ µ ,
∂(∂µ ψ)
die Dirac- Gleichung für ψ̄:
∂L
= −mψ̄
∂ψ
i∂µ ψ̄γ µ + mψ̄ = 0.
also die adjungierte Gleichung zur Dirac- Gleichung.
19
1.7
Globale Symmetrien und Noether- Theorem
Invarianz unter Translation, Zeit-Verschiebung und Rotation führen zu den Erhaltungssätzen für Impuls, Energie und Drehimpuls. Im Gegensatz zu diesen “äußeren”
Symmetrien geht es im Folgenden um “innere” Symmetrien, deren Transformationen
mit den Raum-Zeit Transformationen vertauschen. Für eine Wellenfunktion ψ(x)
ist die “globale Phasentransformation” (=Eichtransformation, gauge transformation)
definiert durch
ψ → ψ 0 = eiα ψ
Global heist, das der Parameter α nicht von Ort und Zeit abhängen soll. Solche
Transformationen mit reellem Parameter α bilden die Gruppe U (1) der unitären
Transformationen mit einem kontinuierlichen Parameter. Da
∂µ ψ → ∂µ ψ 0 = eiα ∂µ ψ 0
ψ̄ → ψ̄ 0 = e−iα ψ̄
ist die Lagrange- Dichte der Dirac- Gleichung invariant unter globalen Eichtransformationen:
L = ψ̄(iγ µ ∂µ − m)ψ →
L0 =
=
=
=
ψ̄ 0 (iγ µ ∂µ − m)ψ 0
e−iα ψ̄(iγ µ ∂µ − m)eiα ψ
ψ̄(iγ µ ∂µ − m)ψ
L
Die Gruppe U (1) ist eine sog. Abel’sche Gruppe, da ihre Elemente vertauschen,
U (α)U (β) = U (β)U (α). Unter einer infinitesimalen Transformation (α << 1),
ψ → ψ 0 = (1 + iα)ψ
∂µ ψ → ∂µ ψ 0 = (1 + iα)∂µ ψ
⇒
δψ = iαψ
⇒
δ(∂µ ψ) = iα ∂µ ψ
sollte sich die Lagrange- Dichte ebenfalls nicht ändern. Daher gilt für die Variation
von L (Produktregel):
!
∂L
∂L
δψ +
δ(∂µ ψ) + . . . (ψ̄)
∂ψ
∂(∂µ ψ)
∂L
∂L
∂L
= iα
− ∂µ
ψ + iα∂µ
ψ + . . . (ψ̄)
∂ψ
∂(∂µ ψ)
∂(∂µ ψ)
|
{z
}
0 = δL =
=0 Euler Lagrange
Demnach muss der zweite Term zusammen mit dem entsprechenden Audruck für ψ̄
ebenfalls verschwinden,
∂L
∂L
iα∂µ
ψ − ψ̄
= −α∂µ ψ̄γ µ ψ = 0
∂(∂µ ψ)
∂(∂µ ψ̄)
20
Dies stellt die Kontinuitätsgleichung für einen erhaltenen 4-er Strom
j µ ∼ ψ̄γ µ ψ
dar, da
∂µ j µ = ∂t j 0 + ∇~j = 0
ist, wobei j0 die Dichte und ~j die entsprechende Vektorstromdichte ist. Die gesamte
“Ladung”
Z
Q = d3 x j 0
ist damit eine Erhaltungsgröße. Dies ist ein Beispiel für das Theorem von Noether:
Aus Symmetrien folgen Erhaltungssätze. Aus der inneren Symmetrie folgt eine Kontinuitätsgleichung für einen 4-er Strom und Ladungs- Erhaltung.
21
2
2.1
Eigenschaften der Dirac-Gleichung
Lösungen der Dirac Gleichung
Lösungen der freien Dirac- Gleichungen
(iγ µ ∂µ − m) ψ = 0
sind vier Wellenfunktionen
µx
ψ(x) = u(1,2) (p) e−ip
ψ(x) = v (1,2) (p) e+ip
µx
µ
µ
wobei die jeweils zwei Spinoren für Teilchen u(1,2) (p) und Antiteilchen v (1,2) (p) nur
vom 4-er Impuls pµ abhängen, aber nicht von den Ortskoordinaten xµ . Einsetzen in
die Dirac-Gleichung ergibt Gleichungen für die Spinoren,
(γ µ pµ − m)u(1,2) = 0
(γ µ pµ + m)v (1,2) = 0
sowie
ū(1,2) (γ µ pµ − m) = 0
v̄ (1,2) (γ µ pµ + m) = 0.
In der Dirac- Pauli Darstellung der γ- Matrizen ist
E−m
−~σ p~
µ
γ pµ − m =
~σ p~
−E − m
p
wobei E = + p2 + m2 immer positiv ist und
pz
px − ipy
~σ p~ =
,
px + ipy
−pz
(~σ p~)2 = p~2
Lösungen für die Spinoren der Teilchen (u) und Antiteilchen (v) sind daher
~σp~ (2,1) χ(1,2)
χ
(1,2)
(1,2)
u (p) = N
v
(p) = ±N E+m(2,1)
~
σp
~
(1,2) ,
χ
χ
E+m
wobei in der letzten Spalte die zwei-komponentigen Spinoren
1
0
(1)
(2)
χ =
χ =
0
1
22
nur zur Vereinfachung der Schreibweise eingeführt wurden. Explizit ausgeschrieben
lauten die Spinoren




1
0
 0 
 1 
(2)
 px −ipy 
u(1) (p) = N 
u
(p)
=
N
pz 
 E+m 
 E+m 
px +ipy
E+m
p
x −ipy
 E+m
 −pz
v (1) (p) = N  E+m
 0
1
−pz
E+m

pz
E+m
 px +ipy 
 E+m 







v (2) (p) = −N

 1 
0
√
Die willkürliche Normierung wird zumeist zu N = E + m gesetzt. Bewegt sich das
Teilchen nur in +z Richtung, so lauten die Spinoren




0
1
 1 
 0 
(2)



u
(p
)
=
N
u(1) (pz ) = N 
p
z
 0 
 E+m 
−p
0
E+m

0


 −p 
E+m 
v (1) (pz ) = N 
 0 
1
p 
E+m
 0 

v (2) (pz ) = −N 
 1 
0
Im Ruhesystem des Teilchens ist pµ = (m, 0, 0, 0) und die Spinoren lauten
 
 
1
0
√
√



0
1


u(1) (0) = 2m 
u(2) (0) = 2m 
0 ,
0 ,
0
0
 
 
0
0
√
√



0
0


v (1) (0) = 2m 
v (2) (0) = − 2m 
0 ,
1
1
0
2.2
Spin und Helizität
Der Spin-Operator für die Dirac-Gleichung lautet
1
~
σ
0
~=
S
.
2 0 ~σ
23
Angewendet auf die Spinoren u(p), v(p) zeigt sich, dass diese im Allgemeinen keine
Eigenzustände des Spin-Operators sind. Für Teilchen, die sich in +z- Richtung bewegen, sind die Spinoren u(pz ), v(pz ) jedoch Eigenzustände von Sz . Es wird daher
der Helizitätsoperator definiert,
~ · p~
1
S
~σ p~ 0
=
λ=
|~p|
2|~p| 0 ~σ p~
der die Spin-Komponente parallel zum Impuls p~ beschreibt.
Insbesondere ist für ein Teilchen mit Impuls in +z Richtung der Helizitätsoperator
einfach


1

1  −1
,
λz = 

1
2
−1
so dass
1
λz u(1) (pz ) = + u(1) (pz )
2
Für ein Antiteilchen gilt:
1
λz u(2) (pz ) = − u(2) (pz )
2
1
λz v (1) (pz ) = − v (1) (pz )
2
1
λz v (2) (pz ) = + v (2) (pz )
2
Die Spinoren u(1,2) sind also Eigenfunktionen des Helizitätsoperators mit positiver
Helizität 1/2 wenn der Spin in Bewegungsrichtung zeigt. Helizität ist bedeutsam,
weil der Spin zur Drehimpulserhaltung beiträgt.
2.3
Chiralität
Es werden zwei Chiralitäts - Projektionsoperatoren
1
PL = (1 − γ 5 )
2
und
1
PR = (1 + γ 5 )
2
definiert. Nach Anwendung auf beliebige Spinoren entstehen
1
uL (p) = PL u(p) = (1 − γ 5 )u(p)
2
1
uR (p) = PR u(p) = (1 + γ 5 )u(p)
2
linkshändige (“lefthanded”) Spinoren uL und rechtshändige (“righthanded”) Spinoren
uR , so dass
u = uL + uR
24
Explizit ist

0

0
γ5 = 
1
0
0
0
0
1
1
0
0
0

0
1

0
0
Wendet man die Chiralitätsoperatoren auf Helizitätszustände an, so findet man
 
1
√

1
1
p
0

PL u(1) (pz ) = (1 − γ 5 ) u(1) (pz ) =
E + m (1 −
) 
2
2
E + m −1
0
 
1
√

1
p
1
0

E + m (1 +
) 
PR u(1) (pz ) = (1 + γ 5 ) u(1) (pz ) =
2
2
E + m −1
0
Im ultrarelativistischen Grenzfall, E >> m, E ≈ p, ist PL u(1) → 0 und PR u(1) →
u(1) , d.h. Teilchen mit positiver Helizität sind nahezu rechtshändig und Teilchen
mit negativer Helizität sind nahezu linkshändig. Dies ist aber falsch bei kleineren
Geschwindigkeiten.
Chiralität (oder Händigkeit) spielt eine große Rolle, weil sie für Vektorströme an
jedem Vertex eines Feynman-Diagrams erhalten bleibt. Für den Strom
j µ = ūγ µ u
in der QED gilt mit u = uL + uR und ū = ūL + ūR , dass
ūγ µ u = ūL γ µ uL + ūR γ µ uR .
Da der Strom in der QED insgesamt erhalten bleibt und keine gemischten Terme
ūR γ µ uL auftreten bedeutet dies, dass ein in einen Prozess einlaufendes linkshändiges
Teilchen auch linkshändig die Reaktion verlässt, und ebenso für ein rechtshändiges
Teilchen. Dies stellt eine wichtige Einschränkung für die erlaubten Helizitäts- Kombinationen in Prozessen dar. In der QCD und der schwachen Wechselwirkung gilt
dies ebenso. Da die Chiralität für ultrarelativistische Teilchen auch die Helizität und
damit den Spin festlegt, folgen hieraus bereits Grundeigenschaften der Wirkungsquerschnitte.
2.4
C,P,T
Für den Operator der Ladungskonjugation C gilt
Cψ = ψ C = iγ2 ψ ∗ ,
25
so dass gilt:
Cu(1) = u(1)C = v (2) ,
Cu(2) = u(1)C = v (1) .
Die Paritätsoperator bewirkt eine Spiegelung der Raumkoordinaten, ~x → −~x. Seine
Auswirkungen auf Spinoren lassen sich durch die γ 0 Matrix darstellen,
ψ 0 (x0 ) = γ 0 ψ(x)
Angewendet auf die Spinoren u, v ergibt sich
γ 0 u(1,2) (E, p~) = +u(1,2) (E, −~p)
γ 0 v (1,2) (E, p~) = −v (1,2) (E, −~p)
Also haben Spin-1/2 Teilchen positive Parität und Spin 1/2 Antiteilchen negative
Parität.
Bei der Zeitumkehr wird nur das Vorzeichen der Zeit umgekehrt, t → −t. Für
Spinoren lässt sich das darstellen als
ψ 0 (t0 ) = iγ 1 γ 3 ψ ∗ (t).
2.5
Dimensionen der Felder und Bilinearformen
Die Lagrange-Dichte hat die Dimension GeV4 . Aus dem Massenterm Lm = mψ̄ψ,
dem kinetischen Term für das Vektorfeld F µµ Fµν und dem Wechselwirkungsterm
q ψ̄γ µ ψAµ kann man für die Dimensionen der Felder ablesen:
[ψ] = GeV3/2
[Aµ ] = GeV
[q] =
1
Das Forderung nach einer renormierbaren Theorie erfordert nun, dass in der LagrangeDichte keine Kopplungen mit negativer Potenz von GeV auftreten dürfen.
Wegen ihrer Dimension GeV dürfen also maximal vier Vektorfelder in einem Term
der Lagrange-Dichte auftreten. Hingegen treten wegen ihrer Dimension GeV3/2 DiracSpinoren höchstens paarweise auf (Bilinearformen). Dies ist für die Lagrange-Dichte
der QED tatsächlich der Fall.
Damit sind Alternativen zur QED bereits aus Gründen der Relativitätstheorie
und der Konsistenz der Theorie (Renormierbarkeit) weitgehend eingeschränkt.
Es gibt aber neben den bereits in die Lagrange-Dichte eingeführten Termen auch
andere Ausdrücke aus je zwei Spinoren, die für relativistisch invariante Terme verwendet werden könnten. Eine vollständige Liste ist:
26
Skalar
ψ̄ψ
1
Massenterm
µ
Strom der QED
Vektor
ψ̄γ ψ
4
Tensor
ψ̄σ µν ψ
6
Axial-Vektor
ψ̄γ 5 γ µ ψ
4
negative Parität
1
negative Parität
Pseudo-Skalar
5
ψ̄γ ψ
mit σ µν = 2i (γ µ γ ν − γ ν γ µ ). Die Zahlen geben an, wieviele unabhängige Bilinearformen in jedem Ausdruck vorkommen; Skalare sind 1-dimensional, Vektoren 4dimensional und antisymmetrische 4x4 Tesoren haben 6 unabhängige Elemente. Damit sind alle 16 möglichen Kombinationen zweier 4-Spinoren dargestellt.
Es zeigt sich, dass für die QED und die QCD, in denen die Parität erhalten ist, außer dem Tensor keine andere Größen außer den bereits bekannten Massentermen und
Strömen auftauchen dürfen. Für einen Tensor-Term gibt es aber keinen experimentellen Beleg. In der schwachen Wechselwirkung, die die Parität verletzt, werden auch
Axial-Vektoren eine große Rolle spielen, da der Strom eines linkshändigen Spin-1/2
Teilchens
ūL γ µ uL ∼ ψ̄γ µ ψ − ψ̄γ 5 γ µ ψ
also als Vektor - Axialvektor Strom (V-A Theorie der schwachen Wechselwirkung)
ausgedrückt werden kann.
27
3
Quanten-Elektrodynamik
3.1
Lokale Eichinvarianz
Die Quanten-Elektro-Dynamik (QED) ist die bis jetzt gültige Theorie zur Beschreibung aller elektromagnetischen Prozesse. Theoretisch wird sie motiviert durch eine
Verallgemeinerung der globalen Eichsymmetrie zu einer lokalen Eichsymmetrie.
Während die Schrödinger- Gleichung, die Klein-Gordon- Gleichung und die DiracGleichung bereits invariant unter globalen Eichtransformationen sind (siehe Abschnitt 1.7), folgt aus der Forderung nach lokaler Eichinvarianz
• die Existenz von neuen Vektorfeldern (z.B. dem Photon)
• die Existenz von neuen Wechselwirkungen zwischen diesen Vektorfeldern und
Teilchen mit Ladung.
Abbildung 6: Symbolische Darstellung einer Phasentransformation als Rotation einer
Kugeloberfläche.
Links: Globale Transformation, entsprechend einer Rotation der ganzen Kugel um
den gleichen Winkel, also keine Deformation.
Rechts: Lokale Transformation, entsprechend einer Verschiebung von Punkten untereinander mit Deformationen, die elastische Kräfte erzeugen.
Im Folgenden wird lokale Eichinvarianz für U(1) Phasentransformationen diskutiert.
Bei der globalen Eichinvarianz war die Phase α eine konstante, also unabhängig
von Ort und Zeit. Observablen wie < Ψ|Ψ > sind aber auch invariant unter lokalen
Eichtransformationen, bei der die Phase von Ort und Zeit abhängt. Allgemein sollten physikalische Gesetze vermutlich nicht globalen Symmetrien unterliegen, da deren
Transformationen überall gleichzeitig wirken müssten, was dem Prinzip der Kausalität wiederspricht. Es wird daher postuliert, dass die Eichsymmetrie U (1) auch lokal
gelten soll, d.h. eine kontinuierliche Funktion von Raum und Zeit sein kann:
ψ(x)
→
ψ 0 (x) = eiqα(x) ψ(x)
28
ψ̄ 0 (x) = e−iqα(x) ψ̄(x).
→
ψ̄(x)
Hier ist q eine zunächst beliebige, reelle Konstante und α(x) = α(t, x1 , x2 , x3 ) eine reelle Funktion. Für ein freies Spin 1/2 Teilchen ist damit die transformierte LagrangeDichte der Dirac- Gleichung
L0 = ψ̄ 0 iγ µ ∂µ ψ 0 − mψ̄ 0 ψ 0
Der Massenterm ist offenbar eich-invariant,
mψ̄ 0 ψ 0 = mψ̄ψ,
während für die Ableitung
∂µ ψ 0 = eiqα(x) (∂µ ψ + iq ψ ∂µ α(x))
gilt. Damit wird die Lagrange- Dichte zu
L0 =
=
=
=
ψ̄ 0 iγ µ ∂µ ψ 0 − mψ̄ 0 ψ 0
e−iqα(x) ψ̄ iγ µ eiqα(x) (∂µ ψ + iq ψ ∂µ α(x)) − mψ̄ψ
ψ̄ iγ µ ∂µ ψ − mψ̄ψ − q ψ̄γ µ ψ ∂µ α(x)
L − q ψ̄γ µ ψ ∂µ α(x)
Damit ist die Lagrange- Dichte eines freien Teilchens nicht invariant unter lokalen
Eichtransformationen, da die Ableitung ∂µ ψ nicht invariant ist.
Damit das Postulat der lokalen Eichinvarianz erfüllt wird muss die LagrangeDichte offenbar verändert werden. Dies kann erreicht werden, wenn man anstelle der
normalen Ableitung ∂µ ψ eine “kovariante” Ableitung Dµ ψ einführt, die sich unter
einer Eichtransformation verhalten soll wie:
→
Dµ ψ
Dµ0 ψ 0 = eiqα(x) Dµ ψ
Dies kann nur erfüllt werden, wenn man ein neues Vektorfeld Aµ (x) einführt und die
kovariante Ableitung definiert als
Dµ ≡ ∂µ + iqAµ (x),
wobei sich das Vektorfeld unter der gleichen Eichtransformation verhalten soll wie
Aµ
→
A0µ (x) = Aµ (x) − ∂µ α(x)
Damit ist die neue (noch nicht endgültige) Lagrange- Dichte
L = ψ̄ iγ µ Dµ ψ − mψ̄ψ
mψ̄ψ
= ψ̄ iγ µ ∂µ ψ −
| {z }
| {z }
kin.T erm
M assen−T erm
29
−
q ψ̄γ µ ψAµ
| {z }
N eue W echselwirkung
e
e
γ
Die Forderung nach lokaler Eichinvarianz verlangt also ein neues Vektorfeld und
sagt die Form der neuen Wechselwirkung voraus. Später werden wir für die QED
identifizieren:
• das Vektorfeld Aµ entspricht dem Photon,
• das Dirac- Feld ψ entspricht z.B. einem Elektron (oder Myon, Tau, Quark),
• die Konstante q entspricht der Kopplung zwischen Photon und z.B. dem Elektron, d.h. der elektrischen Ladung. Diese ist z.B. für ein Elektron die Elementarladung, q = −e, die mit der Feinstrukturkonstanten über
αem =
1
e2
≈
4π
137.036
zusammenhängt, so dass im hier verwendeten Einheitensystem
e ≈ 0, 3
Es muß noch bewiesen werden, dass die neue Lagrange- Dichte eichinvarinat ist.
Es gilt
Dµ0 ψ 0 = (∂µ + iqA0µ ) ψ 0
= ∂µ eiqα ψ + iq (Aµ − ∂µ α) eiqα ψ
= eiqα (∂µ ψ + iqψ∂µ α + iqAµ ψ − iqψ∂µ α)
= eiqα Dµ ψ
Damit ist auch ψ̄iγ µ Dµ ψ invariant, und damit auch die gesamte Lagrange- Dichte
und die Bewegungsgleichungen.
3.2
3.2.1
Vektorfelder
Masse und kinetische Energie
Genau wie das Dirac- Feld ψ(x) muss das Vektorfeld Aµ (x) als neuer Freiheitsgrad der
Theorie aufgefasst werden, kann also auch Energie aufnehmen und sollte demnach
30
mit Massen- Term und kinetischem Term in der Lagrange- Dichte auftreten. Im
Folgenden werden die Eigenschaften des freien Vektorfeldes untersucht.
Ein Massenterm der Form m2A Aµ Aµ ist jedoch nicht eich- invariant,
m2A A0µ A0µ = m2A (Aµ Aµ + 2Aµ ∂µ α + ∂ µ α∂µ α) .
• Das Vektorfeld muss masselos sein2 .
Ein kinetischer Term für Aµ muss Ableitungen der Form ∂ µ Aν beinhalten, die
einzeln nicht eich- invariant sind. Für den Feldstärke- Tensor
Fµν = ∂µ Aν − ∂ν Aµ ,
gilt jedoch
0
Fµν
= ∂µ A0ν − ∂ν A0µ
= ∂µ (Aν + ∂ν α) − ∂ν (Aµ + ∂µ α)
= Fµν
Eine Lorentz- invariante Lagrange- Dichte für das freie Vektorfeld ist demnach
1
LA = − F µν Fµν .
4
Aus den Euler- Lagrange Gleichungen für jede einzelne Komponente des Feldes Aα ,
∂LA
∂LA
− ∂β
=0
∂Aα
∂(∂β Aα )
folgt mit
∂LA
∂(∂µ Aν )
= 0,
= δβµ δαν
∂Aα
∂(∂β Aα )
und
∂(∂ µ Aν )
= g βµ g αν
∂(∂β Aα )
die Bewegungsgleichung für das freie Vektorfeld (Umbenennung der Indizes):
∂µ F µν = 0.
2
In der Tat sind das Photon der U (1) und die Gluonen der SU (3) masselos. Die schwachen
Eichbosonen W ± , Z 0 der SU (2) erhalten jedoch durch die “spontane” Symmetrie- Brechung im
Higgs- Mechanismus eine Masse.
31
3.2.2
Spin und Polarisation
Durch eine Eichtransformation
Aµ → Aµ + ∂ µ α
lässt sich bei geeigneter Wahl von α erreichen, dass die Lorentz- Bedingung erfüllt
ist,
∂µ Aµ = 0.
Für die Bewegungsgleichungen des freien Bosons
∂µ F µν = Aµ − ∂µ ∂ ν Aµ = 0
folgt damit die Wellengleichung
Aµ = 0
mit einer ebenen Welle als Lösung,
Aµ = εµ eipν x
ν
mit dem Polarisationsvektor εµ . Mit ∂µ Aµ = 0 folgt daraus
pν εν = 0.
Die ursprünglich 4 möglichen Polarisationszuständen εµ erfüllen also eine Zwangsbedingung, so dass durch die Eich- Freiheit de facto eine Komponente wegfällt. Die
verbleibenden 3 Freiheitsgrade entsprechen den drei Einstellungen des Spins eines
Spin-1 Teilchens.
Auch nach einer weiteren Eich- Transformation
0
A µ = Aµ + ∂ µ α
bleibt die Lorentz- Bedingung ∂µ A0 µ = 0 erfüllt, falls α = 0. Für ein masseloses,
reelles (d.h. nicht virtuelles) Teilchen ist dies möglich, denn als Lösung kann
α = iae−ip
αx
α
gewählt werden, denn es gilt pµ pµ = m2A = 0. Aus diesen Lösungen ergibt sich mit
0
A µ = Aµ + ∂ µ α, dass
0
ε µ = εµ + apµ
Wählt man nun a so, dass ε0 = 0, so folgt mit pν εν = 0, dass
p~ · ~ε = 0,
32
d.h. der Polarisationsvektor steht senkrecht auf der Ausbreitungsrichtung. Für masselose Vektorfelder ist also eine Polarisationsrichtung nicht realisiert; das Feld ist
transversal polarisiert. Zeigt der Impuls in z Richtung, so gilt
p~ = (0, 0, pz )
~ε1 = (1, 0, 0)
~ε2 = (0, 1, 0)
Daraus lassen sich zirkular polarisierte Felder konstruieren, die den Spin-Einstellungen
parallel (Helizität +1) und anti- parallel (Helizität -1) zur Bewegungsrichtung entsprechen,
1
~ε(λ = +1) = − √ (1, i, 0)
2
1
~ε(λ = −1) = √ (1, −i, 0)
2
Insgesamt hat ein Vektorfeld also 3 Polarisationszustände, wobei allerdings bei masselosen (nicht virtuellen) Vektorfeldern nur zwei realisiert sind.
3.3
Maxwell- Gleichungen
Insgesamt ist die eich- invariante Lagrange- Dichte eines Dirac- Teilchens, einschließlich kinetischer Energie für das Vektorfeld,
1
L = ψ̄ iγ µ Dµ ψ − mψ̄ψ − F µν Fµν
4
= ψ̄ iγ µ ∂µ ψ −
| {z }
kin. T erm ψ
mψ̄ψ
| {z }
M assen−T erm
−
q ψ̄γ µ ψAµ
| {z }
N eue W echselwirkung
−
1 µν
F Fµν
|4 {z }
kin. T erm Aµ
Aus den Euler- Lagrange Gleichungen für ψ̄ und Aµ folgen die Bewegungsgleichungen
∂µ F µν = j ν
(iγ µ (∂µ + iqAµ ) − m)ψ = 0
Hier erscheint jetzt die Stromdichte j ν als Quelle für das Vektorfeld auf der rechten
Seite, da im Gegensatz zur Lagrangedichte des freien Feldes (Abschnitt 3.2.1) die
Ableitung
∂L
= q ψ̄γ α ψ = j α
∂Aα
ν
nicht verschwindet, sondern bis auf den Faktor q gerade die Stromdichte j = ρ, ~j
des Dirac-Teilchens ist (siehe Abschnitt 1.7). Die hier beschriebene Lagrangedichte
33
für eine lokale U (1) Eichinvarianz ergibt daher Bewegungsgleichungen, die identisch
denen der Elektrodynamik sind. Wir identifizieren daher die Stromdichte j ν mit der
elektrischen Stromdichte, die Konstante q mit der elektrischen Ladung des DiracTeilchens und das Feld Aµ mit dem 4-er Potential der Elektrodynamik,
~ .
Aµ = V, A
~ und das magnetische Feld B
~ ergeben sich aus dem skalaren
Das elektrische Feld E
~ durch
Potential V und dem Vektorpotential A
~ = −∇V − ∂t A
~
E
~ = ∇ × A.
~
B
In 4-Vektor Notation, ∂ µ = (∂t , −∇), ist dies z.B. für i = 1, j = 2, k = 3 gleichbedeutend mit
E i = ∂ i A0 − ∂ 0 Ai
B i = ∂ k Aj − ∂ j Ak .
Damit ergibt sich für den antisymmetrischen Feldstärke-Tensor


0 −Ex −Ey −Ez
Ex
0
−Bz By 

F µν = ∂ µ Aν − ∂ ν Aµ = 
Ey Bz
0
−Bx 
Ez −By Bx
0
Die homogenen Maxwell- Gleichungen
~ =0
∇B
∇ × E + ∂t B = 0
sind durch die Darstellung der Felder als Ableitungen des 4-er Potentials automatisch erfüllt. Die inhomogenen Maxwell- Geichungen ergeben sich aus der ersten
Bewegungsgleichung zu ∂µ F µν = j ν zu
~ = ρ
∇E
∇ × B − ∂t E = ~j
ν=0
ν = 1, 2, 3
Die zweite Bewegungsgleichung (iγ µ (∂µ + iqAµ ) − m)ψ = 0 gibt die Wirkung des
elektromagnetischen Feldes auf das Dirac- Teilchen an. Ersetzt man den Impulsoperator i∂µ durch den Impuls pµ so erkennt man den typischen Ausdruck p − qA für
die minimale Kopplung eines elektromagnetischen Feldes an ein Teilchen mit Impuls
p.
34
Insgesamt folgern wir also aus der Lorentz-Invarianz der speziellen Relativitätstheorie und aus der globalen Phaseninvarianz der Quantenmechanik die Erhaltung einer
Ladung und eines Teilchen-Stroms. Fordert man außerdem lokale Phaseninvarianz,
so ergibt sich die Existenz eines Vektorfeldes, das masselos ist, Spin 1 hat und mit einer konstanten Ladung an den Vektorstrom des Teilchens koppelt. Man kann jedoch
nicht die Existenz des geladenen Teilchens selber oder die Größe seiner elektrischen
Ladung ableiten. Die Ladungen und die Massen der Fermionen sind demnach Naturkonstanten.
35
3.4
Übersicht der elementaren QED-Prozesse
1.) s -Kanal: Paar-Vernichtung und Paar-Erzeugung
−
e−
e+ e− → µ+ µ−
s
2
¯ |2 ≈ 2e4 u2 +t
|M
≈ (1 + cos2 Θ)
s2
für unpolarisierte e− e+
+
e+
symmetrisch in cosΘ∗
2.) t -Kanal: ’Periphere’ Streuung
e−
e−
e− µ− → e− µ−
2
¯ |2 ≈ 2e4 s2 +u
|M
2
t
t
Peak in Vorwärts-Richtung
−
−
3.) t und s -Kanal: Bhabha - Streuung
e−
e−
−
−
e
e
+
e+
e+
e+
e+
e− e+ → e− e+
2
¯ |2 ≈ 2e4 s2 +u
|M
+
t2
e−
e−
e−
e−
36
+
u2 +t2
s2
Zwei Diagramme mit gleichem
Anfangs- und Endzustand
→ Interferenz von zwei FeynmanAmplituden
(|M1 + M2 |2 )
4.) t und u -Kanal: Möller - Streuung: identische Fermionen
e−
e−
e− e− → e− e−
−
−
e
e
2
¯ |2 ≈ 2e4 s2 +u
|M
+
t2
+
2u2
t·s
2s2
t·u
+
s2 +t2
u2
Zwei Diagramme mit identischen Teilchen von verschiedenen Vertizes
→ negative Interferenz (|M1 − M2 |2 )
Peak in Vorwärts- und RückwärtsRichtung
Abbildung 7: Winkelverteilungen der elementaren QED Prozesse. Gezeigt ist dσ/dΩ
in willkürlichen Einheiten.
37
4
Feynman- Diagramme
Die Beschreibung von Streuprozessen in der Teilchenphysik lässt sich charakterisieren
durch:
• Die Kinematik der Teilchen im Anfangs- und Endzustand. Diese wird beschrieben durch die Mandelstam-Variablen.
• Die Winkelverteilung der Reaktionsprodukte im Schwerpunktssystem. Diese
kann oft aus Argumenten zur a) Chrialitätserhaltung und b) Drehimpulserhaltung verstanden werden.
• Die absolute Wahrscheinlichkeit des Prozesses, d.h. dem Wirkungsquerschnitt.
Hierzu muss der Phasenraum der Reaktionsprodukte und das Matrixelement M
berechnet werden. Letzteres wird näherungsweise durch Feynman-Diagramme
berechnet.
Insbesondere für 2 → 2 Reaktionen, bei denen die Massen aller vier Teilchen und
die Schwerpunktsenergie bekannt sind, ist der einzige Freiheitsgrad der Reaktion der
Streuwinkel θ∗ .
4.1
Mandelstam - Variablen
Wirkungsquerschnitte müssen Lorentz-invariant sein und von der Kinematik der einund auslaufenden Teilchen anhängen. Daher muß aus den 4-er Vektoren der Teilchen
ein vollständiger Satz Lorentz-invarianter Skalarprodukte gebildet werden und nur
von diesen darf der Wirkungsquerschnitt abhängen. Für 2 → 2 Prozesse mit den vier
4-er Vektoren p1 , p2 , p3 , p4 gibt es insgesamt 10 Möglichkeiten für Skalarprodukte,
wovon wegen Energie und Impulserhaltung aber nur sechs unabhängig sind. Dazu
2−> 2 Prozess
k’
k
p1 + p2 = p3 + p4
p
p’
gehören die 4 Massen
p2i = pµi pi,µ = m2i
(i = 1, 2, 3, 4)
sowie zwei weitere unabhängige Kombinationen. Hierfür werden konventionell zwei
der drei “Mandelstam-Variablen”
s = (p1 + p2 )2 = (p3 + p4 )2
38
t = (p1 − p3 )2 = (p4 − p2 )2
u = (p1 − p4 )2 = (p3 − p2 )2
verwendet, die über die Beziehung
s+t+u=
X
m2i
i=1,..4
√
verknüpft sind. Offenbar ist s = ECM S die Schwerpunktsenergie, während t und u
den 4-er Impulsübertrag zwischen ein-und auslaufenden Teilchen beschreiben.Es gilt
weiterhin
s = (p1 + p2 )2 = m21 + m22 +2p1 p2 ≈ 2p1 p2 ≈ 2p3 p4
t = (p1 − p3 )2 = m21 + m23 −2p1 p3 ≈ −2p1 p3 ≈ −2p2 p4
u = (p1 − p4 )2 = m21 + m24 −2p1 p4 ≈ −2p1 p4 ≈ −2p2 p3
wobei die letzten beiden Spalten nur in ultra-relativistischer Näherung relevant sind
(m2i << s, t, u). Insbesondere gilt in dieser Näherung im Schwerpunktssystem beziehungsweise im “Fixed-Target” System (Teilchen 2 in Ruhe),
s ≈ 2p1 p2 = 2(E1 E2 − p~1 p~2 )
t ≈ −2p1 p3 = −2(E1 E3 − p~1 p~3 )
u ≈ −2p1 p4 = −2(E1 E4 − p~1 p~4 )
CMS
p~∗1 = −~p∗2
Fixed Target
p~02 = 0
≈ 4E1∗ E2∗
≈ − 2s (1 − cosΘ∗ )
≈ − 2s (1 + cosΘ∗ )
≈ 2m2 E10
≈ −2m2 (E10 − E30 )
≈ −2m2 E30
Bedeutsam sind die Mandelstam-Variablen auch, weil die Propagatoren der ausgetauschten Teilchen in Feynman-Diagrammen direkt mit s, t, u beschrieben und damit
klassifiziert werden können. Als Konvention werden die gleichartigen Teilchenpaa-
k
p
s−Kanal
z.B. e+e− −> µ+µ−
k’
k
p’
p
t−Kanal
e−µ−−>e−µ−
k’
k
p’
p
u−Kanal
vee−−>e−ve
k’
p’
re im Anfangszustand mit (1, 3) beziehungsweise (2, 4) bezeichnet. Der u- Kanal
39
tritt in der QED nur auf, wenn bei gleichen Teilchen im Anfangs- und Endzustand
(z.B. e− e− → e− e− ) nicht unterschieden werden kann, welches Teilchen von welchem
Vertex stammt. In der schwachen Wechselwirkung können anders als in der QED
e−
e−
e−
e−
e−
+
e−
e−
e− e− → e− e−
e−
auch Teilchensorten ineinander umgewandelt werden, so dass der u Kanal z.B. für
νe e− → e− νe bedeutsam ist.
4.2
Helizitätsamplituden
Einfache Abschätzungen von Wirkungsquerschnitten kann man bereits erhalten, wenn
man nur die Erhaltung der Chiralität am Vertex beachtet. In Abschnitt 2.3 wurde
gezeigt, dass sich der Strom der QED in rein linkshändige und rein rechtshändige
Komponenten zerlegen lässt,
ūγ µ u = ūL γ µ uL + ūR γ µ uR .
Da Photonen nur an diesen Strom koppeln kann man daher auch Wirkungsquerschnitte in solche Faktoren zerlegen. Im ultrarelativistischen Limes, E >> m, werden
Chiralität und Helizität gleich,
uL = u(2)
uR = u(1)
so dass auch die Spin-Richtungen festliegen. Aus der Drehimpulserhaltung folgt dann
die Winkelverteilung der Wirkungsquerschnitte.
Als Beispiel betrachten wir den Prozess
−
+ −
e+
L eR → µR µL
im Schwerpunktssystem (CMS).
Für Drehimpulszustände |j, mi gilt allgemein
J 2 |j, mi = j(j + 1)|j, mi
Jz |j, mi = m|j, mi
1
j = 0, , 1, ...
2
m = −j. − j + 1, ...., j − 1, j
40
Im Anfangszustand ist mit der eingezeichneten Wahl der z-Achse
1
1
|j1 , m1 i = | , + i
2
2
1
1
|j2 , m2 i = | , + i.
2
2
e− :
e+ :
für die gesamte z-Koponente also
m = m1 + m2 = 1.
Ebenso gilt für den Endzustand bezüglich der Achse z 0 der Auslaufenden Teilchen:
m0 = −1
Für den Streuwinkel Θ zwischen Anfangs- und Endzustand gilt nun:
• Für Θ = 0 ⇒ z =
b z 0 ist die Drehimpulserhaltung für Jz verletzt, da m 6= m0 .
Der Prozess ist also verboten.
• Für Θ = π
erlaubt.
⇒
z =
b −z 0 ist der Drehimpuls erhalten, der Prozess daher
Der Winkel Θ ist also nicht beliebig. Die Wahrscheinlichkeit verschiedener Θ erhält
man, wenn man das System des Anfangszustands in die Richtung des Endzustands
dreht. Bei Rotation von |j, mi zum Beispiel um die y-Achse gilt
djmm0 (Θ) := hj, m0 |e−iΘJy |j, mi.
Für das Matrixelement M des Prozesses muß also gelten:
M ∼ djmm0
41
Die d- Funktionen sind nur vom Spin abhängig, gelten also für alle Prozesse mit
gleicher Spin- Konfiguration. Mit der expliziten Form von Jy = 12 σy folgt
1
t
d11−1 = d1−11 = (1 − cosΘ) ≈ − ,
2
s
mit dem erwarteten Verhalten für Θ = 0 oder π. Hier sind s, t, u MandelstammVariablen. Bei Umkehrung der Spins im Endzustand
−
+ −
e+
L eR → µL µR
gilt
u
1
d111 = d1−1−1 = (1 + cosΘ) ≈ − .
2
s
Für den unpolarisierten (L und R Zustände gleich häufig) Prozess
e+ e− → µ+ µ−
sind wegen Chiralitätserhaltung außer den genannten Amplituden nur noch
−
+ −
e+
R eL → µL µR
−
+ −
e+
R e L → µR µL
(≈ d1−11 )
(≈ d1−1−1 )
möglich. Addiert man alle Amplituden quadratisch auf, so erhält man
u
t
u2 + t2
|M¯ |2 ∼ (− )2 + (− )2 =
s
s
s2
Im ultrarelativistischen Limes ist dies das gesamte Matrixelement für unpolarisierte
Streuung und identisch der vollständigen Berchnung über die Feynman- Regeln.
4.3
4.3.1
Propagatoren
Propagator für Fermionen
In der QED muss bei einem Streuprozess für ein Dirac-Teilchen die Gleichung
(iγ µ ∂µ − m) ψ(x) = qγ µ Aµ (x)ψ(x) = V (x) ψ(x)
gelöst werden. Zur Bestimmung von ψ(x) wird zunächst eine Lösung der Gleichung
(iγ µ ∂µ − m) D(x − x0 ) = δ 4 (x − x0 )
gesucht. Hier ist die Green’sche Funktion D(x − x0 ) die Lösung für ψ(x) im Falle
eines punktförmigen Potentials an der Stelle x0 . Die allgemeine Lösung für beliebige
Potentiale folgt dann aus
Z
ψ(x) = d4 x0 D(x − x0 ) V (x0 ) ψ(x0 )
42
wie man durch Einsetzen zeigen kann3 .
Da hier die rechte Seite auch von ψ(x) abhängt ist die Lösung nicht einfach
sondern muss durch Iteration (Störungsrechnung) bestimmt werden. Im Allgemeinen
kann man damit jedoch nur Probleme lösen, bei denen die Störung klein ist.
Die Green’sche Funktion wird mittels einer Fourier-Transformation berechnet,
Z
1
0
0
d4 p e−ip(x−x ) D̃(p).
D(x − x ) =
4
(2π)
Setzt man dies in die Definitionsgleichung für D(x − x0 ) ein,
(iγ µ ∂µ − m) D(x − x0 ) = δ 4 (x − x0 )
so erhält man wegen
Z
Z
1
1
0
4
µ
−ip(x−x0 )
4
0
d p (iγ ∂µ − m)D̃(p)e
= δ (x − x ) =
d4 p e−ip(x−x )
4
4
(2π)
(2π)
für die Fourier-Transformierte
(γ µ pµ − m)D̃(p) = 1.
Durch Multiplikation von links mit (γ ν pν + m) erhält man wegen γ ν pν γ µ pµ = pµ pµ
als Lösung
γ µ pµ + m
D̃(p) = µ
p pµ − m2
Dieser Ausdruck hat Polstellen bei
p2 − m2 = p20 − p~2 − m2 = (p0 − Ep )(p0 + Ep ) = 0,
p
(hier soll Ep = p~2 + m2 sein), also dann, wenn das Dirac-Teilchen reell ist. Es wird
daher ein kleiner Imaginärteil i hinzugefügt, um Integrationen über die Greensche
Funktion zu erlauben,
γ µ pµ + m
D̃(p) = µ
p pµ − m2 + i
Beachtet man, dass die Integration über x0 läuft und die Ableitung ∂µ bezüglich x ist, so kann
man beide vertauschen:
Z
(iγ µ ∂µ − m) ψ(x) = (iγ µ ∂µ − m)
d4 x0 D(x − x0 ) V (x0 ) ψ(x0 )
Z
=
d4 x0 (iγ µ ∂µ − m) D(x − x0 ) V (x0 ) ψ(x0 )
Z
=
d4 x0 δ 4 (x − x0 ) V (x0 ) ψ(x0 )
3
= V (x) ψ(x)
43
Am Ende einer Berechnung muss natürlich der Limes → 0 verwendet werden. Diese
Fourier-Transformierte der Green’schen Funktion ist der Propagator eines DiracTeilchens. Er gilt für alle Wechselwirkungen, nicht nur für die QED.
Die Rücktransformation zu D(x − x0 ) erfolgt durch Integration:
Z
1
γ µ pµ + m
0
4
−ip(x−x0 )
D(x − x ) =
d
p
e
(2π)4
pµ pµ − m2 + i
Insbesondere findet man für die Beziehung zwischen den Wellenfunktionen an verschiedenen Orten x und x0 (siehe Anhang C.4 ):
Z
Ψ(x) = i dx~0 D(x − x0 ) γ 0 Ψ(x0 )
Z
0
Ψ̄(x ) = i
d~x Ψ̄(x) γ 0 D(x − x0 )
Aus Kausalitätsgründen gilt diese Gleichung für t > t0 .
4.3.2
Propagator für das Photon
Mit der Lorentz-Bedingung ∂α Aα = 0 vereinfacht sich die Maxwell-Gleichung
∂α F αν = j ν
zu
∂ α ∂α Aν = j ν .
Mit dem Ansatz für die Green’sche Funktion
∂ α ∂α Dµν (x − x0 ) = g µν δ 4 (x − x0 )
ergeben sich als Lösungen für Aµ ,
Z
µ
A (x) =
d4 x0 Dµν (x − x0 )jν (x0 ),
denn daraus folgt
α
µ
Z
∂ ∂α A (x) =
d4 x0 ∂ α ∂α Dµν (x − x0 )jν (x0 ) = j µ (x)
Benutzt man die Fourier-Transformation
1
D (x − x ) =
(2π)4
µν
0
Z
44
0
d4 q D̃µν (q) e−iq(x−x ) ,
so folgt aus
1
∂ ∂α D (x − x ) =
(2π)4
α
µν
0
Z
0
d4 q D̃µν (q)(−q 2 ) e−iq(x−x ) = g µν δ 4 (x − x0 )
und Vergleich mit der Exponentialdarstellung der δ- Funktion,
D̃µν (q) =
−g µν
q 2 + i
Dies ist der Propagator für das Photon.
4.3.3
Propagator für Spin-0 und Spin-1 Teilchen
Die bisher abgeleiteten Propagatoren für Spin-1/2 Teilchen und masselose Spin- 1
Teilchen lassen sich auch direkt aus den Bewegungsgleichungen für freie Felder ablesen, wenn man den Impuls-Operator durch den Impuls ersetzt, i∂µ → pµ , und
symbolisch schreibt:
Dirac-Gl.:
(γ µ pµ − m) ψ = 0
γ µ pµ + m
1
= µ
D̃(p) = µ
γ pµ − m
p pµ − m2 + i
Analog erhält man für den Propagator eines Spin-0 Teilchens Klein-Gordon-Gl.:
(−p2 + m2 ) Φ = 0
D̃(p) =
p2
i
− m2
Für ein Spin-1 Teilchen ohne Masse gilt die Maxwell-Gl.:
q 2 Aν = 0
(q = Impuls des γ)
D̃µν (q) =
−g µν
q 2 + i
Für ein Spin-1 Teilchen mit Masse gilt die Proca-Gl.:
∂ ν ∂ν + m2 W µ − ∂ µ ∂ ν Wν = 0
D̃µν (q) =
−g µν + q µ q ν /m2
q 2 − m2 + i
45
4.4
Störungsrechnung
Aus der Beschreibung der Quanten-Feldtheorie für Fermionen und Bosonen hat R.
Feynman einfache Regeln abgeleitet, die sich für die Berechnung von Teilchenprozessen aller Art anwenden lassen. Grundlage hierfür ist die Störungsrechnung, bei der
jeder Prozess durch eine Entwicklungsreihe beschrieben wird, die jeweils durch einen
Satz von Feynnman- Diagrammen dargestellt werden können. Im Allgemeinen kann
man damit jedoch nur Probleme lösen, bei denen die Störung klein ist.
Als Beispiel laufe ein Teilchen mit der Wellenfunktion ψi auf ein Streuzentrum
zu. Die gestreute Wellenfunktion sei
ψs = Sψi
mit der Streumatrix S. Allgemein kann man ψs nach ebenen Wellen entwickeln. Für
einen bestimmten Endzustand, d.h. eine bestimmte Wellenfunktion der auslaufenden
Welle ψf , ist das Übergangsmatrixelement gegeben durch
Sf i = < ψf |ψs >=< ψf |S|ψi >
Z
=
d~x ψf† (x) ψs (x)
(2)
(3)
wobei S als Streumatrix bezeichnet wird.
Anstelle der exakten Formel
Z
ψs (x) = d4 x0 D(x − x0 ) V (x0 ) ψs (x0 )
mit dem Dirac-Propagator D muss eine Näherung verwendet werden. Sehr weit vor
dem Streuzentrum sollte die einfallende Welle die Lösung der freien Dirac-Gleichung
sein, ψi (x). Man kann daher in erster Näherung für kleine Störungen unter dem
Integral die einlaufende Welle ψi in das Integral zur Berechnung von ψs (x) einsetzen:
ψs (x) ≈ ψ (1) (x) = ψi (x) + Störung × ψi (x)
Z
= ψi (x) +
d4 x0 D(x − x0 ) V (x0 ) ψi (x0 )
und so weiter für höhere Ordnungen der Störungsrechnung. In nächster Näherung
setzt man das Ergebnis ψ (1) als verbesserte Lösung in das Integral für ψ (2) ein:
ψs (x) ≈ ψ (2) (x) = ψi (x) + Störung × ψ (1) (x)
= ψi (x) + Störung × ψi (x) + Störung × Störung × ψi (x)
Z
= ψi (x) +
d4 x0 D(x − x0 ) V (x0 ) ψ (1) (x0 )
Z
= ψi (x) +
d4 x0 D(x − x0 ) V (x0 ) ψi (x0 )
Z
Z
4 0
+
dx
d4 x00 D(x − x0 ) V (x0 ) D(x0 − x00 ) V (x00 ) ψi (x00 )
46
Im Folgenden betrachten wir nur die Näherung erster Ordnung (Born’sche Näherung), ψs ≈ ψ (1) . Damit findet man für das Übergangsmatrixelement:
Z
Sf i =
d~x ψf† (x) ψs (x)
Z
Z
4 0
= δf i + d x
d~x ψf† (x) D(x − x0 ) V (x0 ) ψi (x0 )
Z
Z
4 0
= δf i + d x
d~x ψ¯f (x) γ 0 D(x − x0 ) V (x0 ) ψi (x0 )
Z
= δf i − i d4 x0 ψ¯f (x0 ) V (x0 ) ψi (x0 )
wobei γ 0 γ 0 = 1 und ψ̄ = ψ † γ 0 und im letzten Schritt eine Eigenschaft des Diracpropagator benutzt wurde (s.o.). Im Falle der QED ist die Störung gegeben durch
V (x0 ) ψ(x0 ) = q γ µ Aµ (x0 ) ψ(x0 )
so dass
S f i = δf i − i
Z
d4 x0 q ψ¯f (x0 ) γ µ ψi (x0 ) Aµ (x0 )
Der erste Term, δf i , entspricht dabei einer Welle, die nicht gestreut wurde, und ist
daher nicht weiter von Interesse. Der zweite Term beinhaltet
j µ = q ψ¯f γ µ ψi
Diese Form eines Stroms, der im Gegensatz zur früher definierten Form zwei Wellen
mit unterschiedlichen Impulsen kombiniert, ist im Folgenden das zentrale Element
der Feynmanregeln für Fermionen.
4.5
Matrixelement
Wir betrachten die Streuung zweier Fermionen aneinander, wobei das Übergangsmatrixelement als Funktion der vorgegebenen Impulse der einlaufenden Teilchen (p1 , p2 )
und der auslaufenden Teilchen (p3 , p4 ) berechnet werden soll.
e−
e− (p1 ) µ− (p2 ) → e− (p3 ) µ− (p4 )
e−
γ
μ−
μ−
Die Übergangsmatrixelement in 1. Ordnung ergibt sich, wenn man das PhotonFeld berechnet, das aufgrund eines Stroms jν (x0 ) entsteht, es zum Ort x propagiert
47
und dort auf einen zweiten Strom jµ (x) wirken lässt. Da die Ströme aus ausgedehnten
Wellenfunktionen bestehen integriert man dabei über alle Orts-Zeit Koordinaten x
und x0 .
Der Strom des Elektrons ist
jeν (x0 ) = qe ψ̄3 (x0 ) γ ν ψ1 (x0 )
wobei ψ1 die Wellenfunktion des einlaufenden Elektrons mit Impuls p1 bezeichnen
soll, etc.. Das Photon-Feld dieses Stroms, berechnet am Ort x, ergibt sich dann aus
dem Photon-Propagator zu
Z
µ
A (x) = d4 x0 Dµν (x − x0 ) je,ν (x0 ).
Das Übergangsmatrixelement ergibt sich aus der Anwendung dieses Potentials auf
den Myon-Strom,
Z
(1)
Sf i = −iqm
d4 x ψ̄4 (x) γµ Aµ (x) ψ2 (x).
Hier ist qm die Ladung des Myons. In unendlicher Entfernung voneinander sind die
ein- und auslaufenden Teilchen durch ebene Wellen gegeben,
ψ1 (x0 ) = u1 e−ip1 x
0
ψ3 (x0 ) = u3 e−ip3 x
ψ2 (x) = u2 e−ip2 x
0
ψ4 (x) = u4 e−ip4 x
Setzt man dies zusammen mit der Fourier-Darstellung des Propagators des Photons
Z
1
0
µν
0
d4 q D̃µν (q) e−iq(x−x )
D (x − x ) =
4
(2π)
Z
1
−g µν −iq(x−x0 )
4
=
d
q
e
,
(2π)4
q 2 + i
in die Gleichung für das Übergangsmatrixelement ein, so folgt
(1)
−Sf i
Z
= iqm d4 x ψ̄4 (x) γµ Aµ (x) ψ2 (x)
Z
Z
Z
1
−g µν −iq(x−x0 ) 4
ip3 x0
−ip1 x0
4
ip4 x
4 0
= iqm d x ū4 e
γµ
dx
d
q
e
q
ū
e
γ
u
e
u2 e−ip2 x
e 3
ν 1
(2π)4
q 2 + i
Z
Z
Z
−g µν
i
4
4
i(p4 −q−p2 )x
4 0 i(p3 +q−p1 )x0
d
x
e
q
ū
γ
u
=
d
q
d
x
e
qe ū3 γν u1
m 4 µ 2 2
(2π)4
q + i
Z
−g µν
4
= i(2π)
d4 q δ 4 (p4 − q − p2 ) δ 4 (p3 + q − p1 ) qm ū4 γµ u2 · 2
· qe ū3 γν u1 .
q + i
48
Hierbei wurden die e-Funktionen so zusammengefasst, dass die Integrale über x, x0
jeweils δ Funktionen ergeben. Da q der 4-er Impuls des Photons ist bedeutet die
Integration über d4 q, dass alle möglichen Impulse des Photons berücksichtigt werden.
Allerdings bedeuten die beiden δ-Funktionen, dass Energie und Impulserhaltung an
jedem Vertex gilt, und damit auch für die Reaktion insgesamt,
p3 − p1 + q = 0,
p4 − p2 − q = 0,
p1 + p2 = p3 + p4
Daher kann der 4-er Impulsübertrag q = p1 − p3 = p4 − p2 nur einen Wert annehmen,
so dass die Integration über d4 q das Resultat ergibt
(1)
Sf i = −i(2π)4 δ 4 (p1 + p2 − p3 − p4 ) · qm ū4 γµ u2 ·
−g µν
· qe ū3 γν u1 .
q 2 + i
(1)
Übergangsmatrixelement Sf i und Matrixelement Mf i hängen jetzt wie folgt zusammen:
(1)
Sf i = −i (2π)4 δ 4 (p1 + p2 − p3 − p4 ) Mf i
−iMf i = iqm ū4 γµ u2 ·
4.6
−ig µν
· iqe ū3 γν u1 .
q 2 + i
Feynman-Regeln
Der hier gewonnene Ausdruck des Matrixelements Mf i für den Prozess
e− (p1 ) µ− (p2 ) → e− (p3 ) µ− (p4 )
lässt sich graphisch als Feynman-Diagram darstellen. Offenbar entspricht jeder gra-
e−
e−
γ
μ−
μ−
phische Teil einem Ausdruck des Matrixelements. Andererseits kann man bereits an
der Lagrange-Dichte die existierenden Teilchen und ihre Wechselwirkungen ablesen
und so die erlaubten Feynmangraphen konstruieren. Jedem Feynman-Graph kann
man dann mit folgenden Regeln ein Matrixelement zuschreiben, ohne die obige detailierte Rechnung durchführen zu müssen:
• Externe Fermion-Linien erhalten die entsprechenden Spinoren für einlaufende
(u, v̄) und auslaufende (ū, v) Teilchen oder Antiteilchen.
49
• Für jeden Photon-Vertex führt man einen Vertexfaktor iqel γ µ zwischen den
Spinoren ein, so dass sich ein Vektorstrom mit der elektrischen Ladung qel
ergibt, z.B. iqel ūγ µ u. Die elektromagnetische Kopplung ist z.B. für ein Elektron
die Elementarladung, q = −e, die mit der Feinstrukturkonstanten über
αem =
e2
≈ 1/137, 036
4π
zusammenhängt, so dass
e ≈ 0, 3
im hier verwendeten Einheitensystem.
• Interne Linien werden durch die entsprechenden Propagatoren ausgedrückt,
µν
für ein Photon mit 4-er Impuls p.
also z.B. −ig
p2
• Es gilt 4-er Impulserhaltung an jedem Vertex.
• Matrixelemente mit identischen Anfangs- und Endzuständen müssen addiert
werden.
• Bei Schleifen muß über ale möglichen Impulse der internen Linien integriert
werden.
Fälle mit anderen externen oder internen Teilchen sind in der folgenden Tabelle
zusammengefasst. Die Faktoren −1, i, ..., sind teilweise Konvention, aber bei Interferenzen und Diagrammen höherer Ordnung von Bedeutung.
50
51
4.7
Wirkungsquerschnitt und Fermi’s Goldene Regel
Bei Streuprozessen gibt der Wirkungsquerschnitt die Wahrscheinlichkeit für eine
Streuung je einlaufendem Teilchen an. Der WQ soll also die Reaktion der Teilchen
charakterisieren und gleichzeitig unabhängig von der Anzahl der einlaufenden Teilchen, also Experiment-unabhängig, sein.
Ein einzelnes Teilchen mit geometrischer Querschnittsfläche σ = πr2 befinde sich
in einer Ebene der Fläche A. Trifft ein anderes, viel kleineres Teilchen an einem
beliebigen Ort auf die Fläche, so ist die Wahrscheinlichkeit, dass sich die beiden
Teilchen treffen gleich
P1 = σ/A.
Ist das eintreffende Teilchen ebenfalls ausgedehnt, so stellt σ die effektive Querschnittsfläche der Reaktion dar, eben den Wirkungsquerschnitt (WQ). Bei sehr kleinen Elementarteilchen repräsentiert der WQ die effektive Querschnittsfläche oder
(Reichweite)2 der Wechselwirkung zwischen den Teilchen.
Als Einheit des WQ ist ein barn gebräuchlich, wobei
1barn = 1b = 10−28 m2 .
Ein Proton mit Radius r ≈ 1f m hat also einen geometrischen WQ von σ ≈ 31mb.
Trifft anstelle eines einzelnen Teilchens ein Teilchenstrahl mit Anzahl-Dichte n1
und Geschwindigkeit v1 auf die Fläche, so werden in einer Zeit T insgesamt
N1 = n1 v1 T A
Teilchen die Fläche treffen. Für den Teilchenstrahl ist die Anzahl der Streuprozesse
pro Zeit (“Übergangsrate”) daher
P1 N1
σ n1 v1 T A
PS
=
=
= σn1 v1 .
T
T
AT
Trifft der Teilchenstrahl nicht auf ein einzelnes Teilchen sondern auf N2 Teilchen in
einem Volumen V (Teilchendichte n2 ), so ist die Anzahl der Streuprozesse um diesen
Faktor N2 erhöht,
PS
= σn1 v1 N2 = σn1 n2 v1 V.
T
Für den allgemeinen Fall, dass sich auch die Teilchen N2 bewegen, ist die Differenz
der Geschwindigkeiten |~v1 − ~v2 | maßgebend. Außerdem muss berücksichtigt werden,
dass man experimentell bei einer 2 → 2 Reaktion (p1 + p2 = p3 + p4 ) die Teilchen
im Endzustand im Impulsintervall d3 p3 d3 p4 beobachtet. Der Lorentz-invariante Phasenraumfaktor hierfür, d.h. die Anzahl der quantenmechanischen Zustände in diesem
Bereich ist (siehe D.1 und D.2)
V d3 p3
V d3 p4
·
.
(2π)3 2E3 (2π)3 2E4
52
Damit ergibt sich insgesamt für den Wirkungsquerschnitt:
dσ =
oder symbolisch
PS / (T V )
V d3 p3
V d3 p4
·
.
n1 n2 |~v1 − ~v2 | (2π)3 2E3 (2π)3 2E4
Übergangsrate x Phasenraum
Teilchenfluss
Dies ist Fermi’s Goldene Regel.
dσ =
• Der Phasenraum beinhaltet die Kinematik und ist proportional zur Anzahl der
möglichen quantenmechanischen Endzustände.
• Der Flussfaktor dient der Normierung auf den Fluss der einlaufenden Teilchen.
Bezogen auf ein Volumen V findet man allgemein (siehe D.3)
q
4
FV = n1 n2 |~v1 − ~v2 | = 2 (p1 p2 )2 − m21 m22
V
∗
oder speziell im CMS System mit p~i = p~1 ∗ = −~p2 ∗ ,
√
V 2 FV = 4 |~pi ∗ | s
• Die Übergangsrate beinhaltet das Matrix-Element und damit die Dynamik der
Wechselwirkung. Für quantenmechanische Prozesse ist die Wahrscheinlichkeit
PS der Streuung in einen bestimmten Endzustand
Für Sf i hatten wir abgeleitet
|hf |S|ii|2 = |Sf i |2
(1)
Sf i = −i (2π)4 δ 4 (p1 + p2 − p3 − p4 ) Mf i
Bei der Berechnung von |Sf i |2 wird demnach eine δ Funktion quadriert werden
müssen. Dies ergibt4
2
VT
δ 4 (P ) = δ 4 (P )
.
(2π)4
Für δ- Funktionen gilt bei Integration δ 4 (p) f (p) = δ 4 (p) f (0) und demnach auch δ 4 (p) δ 4 (p) =
δ (p) δ 4 (0). Wegen
Z
Z
1
4
3
−ipx
δ (p) = lim
dt
d xe
T,V →inf
(2π)4 T
V
folgt demnach auch
VT
δ 4 (0) = lim
.
T,V →inf (2π)4
Der Grenzwert für alle Zeiten und den ganzen Raum muss natürlich noch durchgeführt werden.
Da jedoch sowohl V als auch T in der endgültigen Formel für den Wirkungsquerschnitt nicht mehr
auftauchen ändert der Limes nichts am Endresultat für diese Berechnung und wird daher nicht
weiter mitgeführt.
4
4
53
Damit folgt
|Sf i |2 = |Mf i |2 (2π)4 δ 4 (p1 + p2 − p3 − p4 )V T.
Der Wirkungsquerschnitt setzt sich für 2 → 2 Streuprozesse mit p1 + p2 = p3 + p4
also zusammen aus
PS / (T V )
V d3 p3
V d3 p4
·
n1 n2 |~v1 − ~v2 | (2π)3 2E3 (2π)3 2E4
dp~3
dp~4
V4
4 4
(2π)
δ
(p
= |Mf i |2 p
1 + p2 − p 3 − p4 )
3
(2π) 2E3 (2π)3 2E4
4 (p1 p2 )2 − m21 m22
p
Die Spinoren in Mf i beinhalten noch die Normierung (E + m)/V , so dass sich
V heraushebt. Es wird daher ab jetzt Mf i = Mf i V 2 verwendet, was so verstanden
werden soll, dass bei
√der Berechnung von Matrixelementen M ab jetzt als Normierung
der Spinoren N = E + m verwendet wird. Damit ist der Wirkungsquerschnitt
dσ =
dp~3
1
dp~4
dσ = |Mf i |2 p
(2π)4 δ 4 (p1 + p2 − p3 − p4 )
3
2
2
(2π) 2E3 (2π)3 2E4
4 (p1 p2 )2 − m1 m2 |
{z
}
|
{z
}
einlaufender Teilchenfluss
Lorentz-invarianter Phasenraum (dLips = dQ)
Dies ist die explizite Form von Fermi’s goldener Regel für 2 → 2 Prozesse. Alle Teile
sind explizit Lorentz-invariant.
4.8
Wirkungsquerschnitt im CMS
Der Wirkungsquerschnitt ist augenscheinlich vielfach differentiell in d3 p~3 und d3 p~4 .
Er sollte aber nur von zwei dieser sechs Variablen abhängen, denn es gilt 4-er Impulserhaltung. Da die Energien der Teilchen durch die Anfangsbedingungen und die
Massen festliegen, müssen die verbleibenden Variablen der Streuwinkel und der Azimuthalwinkel eines der Teilchen sein. Die Richtung des anderen Teilchens ergibt sich
dann aus der Impulserhaltung. Das Matrixelement kann aus Symmetriegründen nicht
vom Azimuthalwinkel um die Kollisionsachse abhängen. Es ist also Mf i = Mf i (θ∗ ).
Da der Flussfaktor nicht von den auslaufenden Teilchen abhängt kann demnach der
Phasenraum getrennt integriert werden, bis auf die Winkelvariablen. Dies ist besonders einfach im CMS System, da die δ- Funktion die 4-er Impulserhaltung garantiert.
Man findet (siehe D.4)
1
|~pf ∗ |
√ dΩ∗
dQ =
4(2π)2
s
Hierbei ist das Raumwinkelelement
dΩ∗ = d cos θ∗ dφ∗
54
und |~pf ∗ | der
der beiden Teilchen im Endzustand, so dass Energieerhaltung
√ Impuls
∗
erfüllt ist, s = E3 (|~pf ∗ |) + E4∗ (|~pf ∗ |).
Im Schwerpunktsystem ergibt sich aus der goldenen Regel mit dem Flussfaktor
√
FV = 4|~pi ∗ | s
für den Wirkungsquerschnitt
dσ
1 1 |~pf ∗ |
=
|Mf i (θ∗ )|2
2
∗
dΩ
64π s |~pi |
• Aus dem Phasenraum folgt, dass σ proportional zum Impuls pf der Teilchen
im Endzustand ist. Die Produktion schwerer Teilchen ist also durch den Phasenraum unterdrückt.
• Bei hohen Energien werden die Massen der Teilchen zunehmend unwichtiger.
In diesem Limes (oder bei gleichen Massen mi = mf ) ist
|~pf ∗ |
=1
|~pi ∗ |
so dass der Wirkungsquerschnitt quadratisch mit der Schwerpunktsenergie fällt,
σ∼
1
s
√
Da außer den Massen nur s die Dimension einer Energie trägt ist dies auch
aus Dimensionsgründen erforderlich.
• Der Wirkungsquerschnitt hängt nur durch das Matrixelement vom Streuwinkel
θ∗ ab.
4.9
Ereignisrate und Luminosität
In einem Kollisionsexperiment ist die Anzahl N der Streu-Ereignisse, die gemessen
werden kann, gegen durch Wirkungsquerschnitt und integrierte Luminosität,
N = σ Lint
oder differentiell,
dN
dσ
=
Lint
∗
d cos θ
d cos θ∗
55
Der Wirkungsquerschnitt charakterisiert dabei die Kollision zweier Teilchen, während die Luminosität beschreibt, wie viele Teilchen sich auf einer bestimmten Querschnittsfläche überhaupt begegnen. Beispielsweise ist die Luminosität eines KreisBeschleunigers gegeben durch
L = NB f
N1 N2
4πσx σy
Hierbei sind σx und σy die Breiten der Verteilung der Teilchen transversal zur Strahlrichtung, die näherungsweise Gauß-Verteilungen sind. Die Anzahl der Teilchen je
Bunch, N1,2 , multipliziert mit der Anzahl der Bunche, NB , und der Umlauffrequenz
der Bunche, f , ist der Strom eines der Teilchenstrahlen in der Maschine.
I1,2 = eN1,2 NB f.
Relevant für die Gesamt-Anzahl der Streu-Reaktionen ist das Produkt aus Luminosität und Laufzeit des Beschleunigers, oder bei nicht konstantrer Luminsität, das
Integral dieser Luminosität über die Zeit,
Z
N = σ Lint = σ
L dt
Als Einheit der Luminosität wird barn−1 verwendet. Heutige Beschleuniger produzieren integrierte Luminositäten pro Jahr im Bereich einiger fb−1 = 1015 b−1 .
56
5
Prozesse der QED
5.1
Berechnung des Prozesses e− µ− → e− µ−
e−
e−
γ
μ−
μ−
Beispielhaft soll das Matrixelement des Prozesses e− (p1 ) µ− (p2 ) → e− (p3 ) µ− (p4 )
berechnet werden, wobei der 4-er Impuls des ausgetauschten Photons q = p1 − p3
ist. Das Matrixelement M ergibt sich aus den Feynmanregeln der QED (hier mit
e2 = qe qm ):
−iM = ū3 ieγ µ u1
| {z }
e-Strom
−igµν
ū4 ieγ ν u2
| {z }
q2
| {z } µ-Strom
γ-Propagator
2
M = −
e
ū3 γ µ u1 ū4 γµ u2 ,
q2
wobei die Spinoren ui = u(pi , si ) von den Impulsen pi und Spin-Orientierungen si
abhängen. Das Matrixelement für die Streuung unpolarisierter Teilchen ergibt sich
aus der
• Mittelung über die einlaufenden Spin-Zustände,
• Summation über die auslaufenden Spin-Zustände.
e4
Muon
|M¯ |2 = 4 Lµν
e Lµν
q
mit dem Elektron-Tensor (Muon Tensor analog)
1 X
[ū3 γ µ u1 ] [ū3 γ ν u1 ]∗
2 e-Spin
1 X
=
[ū3 γ µ u1 ] [ū1 γ ν u3 ]
2 e-Spin
Lµν
=
e
wobei der Spin-Faktor 12 für den Mittelwert über verschiedene Spin-Richtungen notwendig ist. Ausgeschrieben und getrennt summiert über die einlaufenden und aus57
laufenden Spin-Zustände ist dies
1 XX
µ
ν
u3,d
ū3,a γab
u1,b ū1,c γcd
2 s s
3
1
X
1X
µ
ν
=
u1,b ū1,c γcd
u3,d ū3,a γab
2 s
s
| 1 {z }
| 3 {z }
=
Lµν
e
(p
/3 +me )da
=
(p
/1 +me )bc
i
1
Spur (p/3 + me )γ µ (p/1 + me )γ ν
2
h
unter Benutzung der Vollständigkeitsrelationen der Spinoren und der Notation p/ =
γα pα . Die Spurtheoreme5 erlauben die Vereinfachung
h
i
1
µ
ν
µν
Spur (p/3 + me )γ (p/1 + me )γ
Le =
2
h
i
1
µ
ν
2 µ ν
=
Spur p/3 γ p/1 γ + me γ γ
2
= 2(pµ3 pν1 + pν3 pµ1 − (p3 p1 − m2e )g µν )
Mit dem analogen Resultat für den Myon-Tensor ist das Resultat für das Matrixelement:
e4
LMuon
|M¯ |2 = 4 Lµν
q e µν
8e4 =
(p3 p4 )(p1 p2 ) + (p3 p2 )(p1 p4 ) − m2e p2 p4 − m2µ p1 p3 + 2m2e m2µ
4
q
Dies ist das exakte Matrix-Element für unpolarisierte e− µ− Streuung in niedrigster
Ordnung. Das Ergebnis ist offensichtlich Lorentz-invariant.
Im ultra-relativistischen Limes kann man die Massen-Terme vernachlässigen. Die
Skalarprodukte lassen sich durch die in gleicher Näherung geltenden MandelstamVariablen ausdrücken.
s = (p1 + p2 )2 = m2e + m2µ + 2p1 p2 ≈ 2p1 p2 ≈ 2p3 p4
t = (p1 − p3 )2 = 2m2e − 2p1 p3 ≈ −2p1 p3 = 2m2µ − 2p2 p4 ≈ −2p2 p4
u = (p1 − p4 )2 = m2e + m2µ − 2p1 p4 ≈ −2p1 p4 = m2e + m2µ − 2p2 p3 ≈ −2p2 p3
5
Die Spur einer ungeraden Anzahl von γ-Matrizen ist Null.
Weiter gilt Spur(γ µ γ ν ) = 4g µν , Spur(γ µ γ ν γ λ γ σ ) = 4(g µν g λσ − g µλ g νσ + g µσ g νλ ),
µ
µ
/) = 4[(ab)(cd) − (ac)(bd) + (ad)(bc)].
a/b/cd
Spur(p
/1 γ µ p
/2 γ ν ) = 4(p1 pν2 + pν1 p2 − (p1 p2 )g µν ), Spur(/
58
Wegen t = q 2 folgt der Wirkungsquerschnitt für unpolarisierte ultrarelativistische
Streuung,
8e4 1 2 1 2
|M¯ |2 ≈
( s + u)
t2 4
4
2
2
s
+
u
= 2e4
t2
Das Ergebnis stimmt mit dem früher erhaltenen Resultat für Helizitätsamplituden
überein.
• Der Wirkungsquerschnitt ist proportional zum Quadrat der Ladung an jedem
2
Vertex, für eµ Streuung also proportional zu qe2 qm
= e4 .
• Der Nenner t ist der Photon-Propagator und unterdrückt Streuung mit großem
4-er Impulsübertrag.
• Der Term mit s2 entsteht durch Streuung mit entgegengesetzen Spins, so dass
der Gesamtspin JZ = 0 ist, denn s beinhaltet keine Winkelinformation (isotrop,
da keine Richtung ausgezeichnet ist).
• Der Term mit u entspricht demnach Streuung mit JZ = 1, also gleichgerichteten
Spins der einlaufenden Teilchen.
Mit
s
s
und
u = − (1 + cosΘ∗ )
t = − (1 − cosΘ∗ )
2
2
folgt im CMS für ultrarelativistische Streuung
1 1 pf ¯ 2
dσ
=
|M |
dΩ
64π 2 s pi
∗
1+cosΘ
1
4 1+
2
2e
=
1−cosΘ∗ 2
64π 2 s
2
2
5.2
Crossing
Alle QED Prozesse hängen von Strömen wie jµ = Ψ̄γ µ Ψ ab. Ähnliche Rechnungen
für andere 2 → 2 Prozesse lassen sich daher durch “Crossing” aus dem eµ → eµ
Wirkungsquerschnitt ableiten.
Für den t-Kanal Prozess
e− µ− → e− µ−
p1 + p 2 = p3 + p4
ergab sich
59
e−
e−
e−
γ
γ
μ−
μ−
μ−
μ+
e+
−e2
M =
(u¯3 γ µ u1 )(u¯4 γµ u2 )
2
(p1 − p3 )
X
X
e4
µ
ν
∗
(... 2 4)
(
u
¯
γ
u
)(
u
¯
γ
u
)
|M¯ |2 =
3
1
3
1
(p1 − p3 )4 s ,s
s ,s
1
2
3
4
4
=
=
e
Spur((p/1 + m1 )γ µ (p/3 + m3 ))γ ν Spur(
(p1 − p3 )4

2 4)

8e4


p1 p3 m22 − p2 p4 m21 + 2m21 m22 
(p1 p2 )(p3 p4 ) + (p1 p4 )(p2 p3 ) − |{z}
4
|{z}
{z
} |
{z
}
(p − p ) |
| 1 {z 3 }
−t/2
−t/2
s2 /4
u2 /4
t2
mit m1 = m3 und m2 = m4 . Entscheidend war die Vollständigkeitsrelation
X
X
vs v¯s = p/ − m
us u¯s = p/ + m,
s
s
Für ähnliche Ströme mit Teilchen und Antiteilchen-Spinoren gilt nun
X
(ū3 γ µ u1 )(ū3 γ ν u1 )∗ = Spur((p/1 + m1 )γ µ (p/3 + m3 )γ ν )
s1 ,s3
v̄3
v̄3
ū3
v1
u1
v1
v¯3
v¯3
u¯3
v1
u1
v1
=
=
=
−
+
−
Wendet man dies z.B. auf den s-Kanal Prozess
e− (p1 ) + e+ (p2 ) → µ− (p3 ) + µ+ (p4 )
−e2
M=
(v¯2 γ µ u1 )(u¯3 γ µ v4 )
2
(p1 + p2 )
60
−
−
+
an, so folgt
|M¯ |2 =
=
e4
Spur((p/2 − m2 )γ µ (p/1 + m1 )γ ν ) Spur((p/3 + m3 )γµ (p/4 − m4 )γν )
(p1 + p2 )4


8e4


p3 p4 m21 + p1 p2 m23 + 2m21 m23 
(p1 p3 )(p2 p4 ) + (p1 p4 )(p2 p3 ) + |{z}
4
|{z}
{z
} |
{z
}
(p + p ) |
| 1 {z 2 }
≈s/2
≈s/2
≈t2 /4
≈u2 /4
s2
und, für kleine Massen (m1 = m2 , m3 = m4 ),
t2 + u2
|M¯ |2 ≈ 2e4
s2
Man sieht, dass zwischen t- und s-Kanal für kleine Massen eine Crossing-Relation
besteht, bei der im Endergebnis lediglich p2 ↔ −p3 vertauscht werden müssen. Anschaulich interpretiert bedeutet dies, dass ein einlaufendes Teilchen mit Impuls p
durch ein auslaufendes Antiteilchen mit Impuls −p ersetzt werden kann. Dies entspricht der Antiteilchen-Interpretation in der Dirac-Gleichung. Die Vertauschung von
p2 ↔ −p3 bei der Ableitung des s-Kanal Prozesses aus dem t-Kanal Prozess bedeutet,
dass man (in ultrarelativistischer Näherung) s und t vertauschen muss.
t-Kanal
t = (p1 − p3 )
s = (p1 + p2 )
u = (p3 − p2 )
2
2
|M¯ |2 ≈ 2e4 s +u
t2
↔
↔
↔
↔
↔
s-Kanal
(p1 + p2 )2 = s
(p1 − p3 )2 = t
(p2 − p3 )2 = u
2
2
|M¯ |2 ≈ 2e4 t +u
s2
√
Beim PETRA Beschleuniger am DESY wurde mit Schwerpunktsenergien bis s ≤
dσ
46GeV die Winkelverteilungen s · dΩ
gemessen.
Sie sind unabhänig von s, wie von
√
der QED vorhergesagt. Bei den höheren s Werten machen sich bereits Korrekturen
durch den Z 0 Austausch der schwachen Wechselwirkung bemerkbar, der bei kleinen
1
Energien im s- Kanal durch den Propagator q2 +M
2 stark unterdrückt ist.
Z
+ −
+ −
Der totale Wirkungsquerschnitt für e e → µ µ ergibt sich aus dem differentiellen durch Integration über die Winkel,
Z
dσ
4π α2
2
σ=
dΩ =
≈ 100nb GeV
s
dΩ
3 s
61
(~c = 1 = 0, 2GeV f m) und der Feinstrukturkonstanten
αem =
e2
≈ 1/128,
4π
die bei diesen hohen Energien aufgrund der Renormierung der Quantenkorrekturen
√
deutlich größer ist als der aus der Atomphysik bekannte Wert 1/137. Bei s = 46
GeV ist der Wirkungsquerschnitt 0.047 nb, die effektive Reichweite der Wechselwirkung also etwa 1000 mal kleiner als der Radius eines Protons. Dies schränkt sehr
stark die Hypothese einer Substruktur des Elektrons oder Muons ein.
62
5.3
Übersicht der elementaren QED-Prozesse
1.) Paar-Vernichtung und Paar-Erzeugung
e−
−
e+ e− → µ+ µ−
2
¯ |2 ≈ 2e4 u2 +t
|M
≈ (1 + cos2 Θ)
s2
für unpolarisierte e− e+
symmetrisch in cosΘ∗
s
e+
+
2.) ’Periphere’ Streuung
e−
e−
e− µ− → e− µ−
2
¯ |2 ≈ 2e4 s2 +u
|M
2
t
t
Peak in Vorwärts-Richtung
−
−
3.) Bhabha - Streuung
e−
e−
−
−
e
e
+
e+
e+
e+
e+
e− e+ → e− e+
2
¯ |2 ≈ 2e4 s2 +u
|M
+
t2
2u2
t·s
+
u2 +t2
s2
Zwei Diagramme mit gleichem
Anfangs- und Endzustand
→ Interferenz von zwei FeynmanAmplituden
(|M1 + M2 |2 )
4.) Möller - Streuung: identische Fermionen
e−
e−
e−
−
e
+
e−
e−
e−
e−
63
e− e− → e− e−
2
¯ |2 ≈ 2e4 s2 +u
|M
+
t2
2s2
t·u
+
s2 +t2
u2
Zwei Diagramme mit identischen Teilchen von verschiedenen Vertizes
→ negative Interferenz (|M1 − M2 |2 )
Peak in Vorwärts- und RückwärtsRichtung
Abbildung 8: Winkelverteilungen der elementaren QED Prozesse. Gezeigt ist dσ/dΩ
in willkürlichen Einheiten.
5.4
Erzeugung von Hadronen in der QED
Zur Untersuchung der Eigenschaften der Hadronen und Quarks eignet sich besonders
der Prozess
e+ e− → Hadronen
und als Messgröße das Verhältnis von hadronischem zu leptonischem Wirkungsquerschnitt.
e−
f
el
ei
f= u,d,s,c,b
_
f
e+
64
10
-2
ω
10
σ [mb]
10
10
10
10
10
φ
J/ψ
-3
ψ(2S)
-4
ρ
ρ
Υ
!
Z
-5
-6
-7
-8
1
10
10
10
10
2
Υ
3
J/ψ
ψ(2S)
Z
2
φ
ω
R
10
ρ!
1
ρ
10
-1
1
√
10
10
2
s [GeV]
Abbildung 9: Oben: Wirkungsquerschnitt für e+ e− → Hadronen als Funktion der
Schwerpunktsenergie. Unten: Verhältnis R der Wirkungsquerschnitte von e+ e− →
Hadronen und e+ e− → µ+ µ− .
65
R=
σe+ e− →Hadronen
,
σe+ e− →µ+ µ−
Unter der Annahme, dass man die Produktion von Hadronen durch die Produktion von Quarks mit anschließendem Übergang (Wahrscheinlichkeit 1) der Quarks in
Hadronen erklären kann (QCD Faktorisierung), gilt
σe+ e− →uū,dd,ss̄,cc̄,b
¯
b̄,tt̄
=
R=
σe+ e− →µ+ µ−
¯ q |2 dQq
|M
2
|M¯µ | dQµ
P
q
√
Bei s ≈30GeV kann man den Z 0 Austausch vernachlässigen gegenüber dem γAustausch, so dass R sensitiv ist auf
• die elektrische Ladung der Quarks
• den Spin der Quarks
• die Masse der Quarks
Die Massen gehen unter anderem in das Verhältnis der Phasenraum-Faktoren ein,
r
p 2
E − m2q
4m2q
dQ(mq )
dQ(mq )
pf (mq )
√
=
≈
=
= 1−
dQ(mµ )
dQ(mµ =0)
pf (mµ = 0)
s
E2
√
das schnell gegen 1 geht für E = s > 2mq .
Das Matrixelement für Spin 1/2 Quarks ist bis auf die elektrische Ladung gleich
dem für Muonen, so dass
|M |2 ∼ e2e e2f .
q µ
eq 1
u
2
3
d
− 13
c
2
3
s
− 13
b
− 13
t
2
3
← 2mt >
√
s! verboten
Damit folgt
RQED =
e2u + e2d + e2s + e2c + e2b
=
e2µ
4
9
+ 19 + 49 + 19 +
1
1
9
=
11
9
Die Messung kann wie folgt interpretiert werden:
√
• R ≈ konstant für 10GeV ≤ s ≤ 30GeV . Demnach hat die elektromagnetische
WW hat gleiche Struktur für µ und Quarks.
√
• Die kinematische Schwellen (Stufen) in R treten auf, wenn s > 2mq , da dann
ein neuer Endzustand für Quarks möglich ist.
66
• Der Wirkungsquerschnitt in Hadronen wird um einen Faktor 3 größer gemessen
als nur aufgrund der elektrischen Ladung zu erwarten war. Dies ist verständlich, wenn die Quarks einen inneren Freiheitsgrad (Farbe) besitzen, der in drei
Zuständen auftritt, so dass sich die Anzahl der Endzustände entsprechen erhöht
(Phasenraum). Für drei Farben folgt
33
R= .
9
Dies ist einer der stärksten Hinweise auf Quarks mit Farbe.
Aus der Messung sind auch folgende Korrekturen ablesbar, da R nicht exact 33
ist.
9
√
1. Nahe der kinematischen Schwelle s = 2mq für neue Quarks haben die entstehenden Quarks nur wenig kinetische Energie, so dass gebundenen Zustände
als Resonanzen angeregt werden können, z.B. e− e+ → J/Ψ (J/Ψ = cc̄). Nahe
der Schwelle ist auch der Phasenraum nicht groß genug, so dass die Erzeugung
der Quarks und die Hadronisierung nicht unabhängig sind.
√
2. Der leichte Abfall von R zwischen s ≈ 15GeV und 30GeV ist ein Beitrag
höherer Ordnung durch die starke WW, der nur für Quarks auftritt, so dass
q
e−
g
_
q
e+
αs
+ · · · ).
π
Der Wert von αs ≈ 0.12 fällt dabei leicht als Funktion der Energie im Prozess.
√
3. Der Anstieg für s ≥ 30GeV ist der Beitrag durch Z 0 - Austausch. Da die
Kopplung Zµµ nicht gleich derjenigen für Zqq̄ ist steigt R, denn√der Z 0 Beitrag
aufgrund der unterschiedlichen Propagatoren wird größer mit s.
Propagator: γ : 1s
Z 0 : s−M12 +··· .
R = RQED (1 +
z
5.5
Drell-Yan Prozess
In der Hadron-Hadron Streuung (πp, pp̄ oder pp) beobachtet man die Erzeugung
von Lepton-Paaren, z.B.
πp → µ+ µ− + Hadronen
Im CMS System der beiden Muonen ist die Winkelverteilung ∼ (1 + cos2 Θ∗ ), also
genau wie beim Prozess e+ e− → µ+ µ− . Dies ist einer der wichtigsten Hinweise auf
Spin 1/2 Teilchen (Quarks) in Hadronen, die sich vernichten können, q q̄ → µ+ µ− .
67
Abbildung 10: Normierte Winkelverteilung 1/σ dσ/dΩ als Funktion des Streuwinkels
cos Θ∗ von Myonen im Prozess πp → µ+ µ− + X. Der Winkel Θ∗ ist gemessen im
Schwerpunktssystem der beiden Myonen.
68
6
Schwache Wechselwirkung
6.1
Historie der Schwachen Wechselwirkung
1896 Bequerel entdeckt die Radioaktivität
1914 Chadwick entdeckt, dass β-Strahlen anders als α-Strahlen ein kontinuierliches
Energie-Spektrum haben. Heute wissen wir, dass β-Strahlen Elektronen oder
Positronen sind, die mit keV - MeV Energien von zerfallenden Kernen emittiert
werden.
1927 Ellis und Woostar argumentieren, dass Eβ ≤ Emax gilt. Daraus folgt, dass entweder die Energie-Erhaltung verletzt ist (Bohr) oder aber ein 3-Körperzerfall
mit einem neuen, unsichtbaren Teilchen vorliegt, dem Neutrino (Pauli). Unsichtbar bedeutet, dass es weder elektromagnetischer noch starker Wechselwirkung unterliegt.
1933 Fermi formuliert die Theorie des β−Zerfalls. Für den Zerfall
n → p + e− + ν̄e
setzte er als Matrix-Element an:
M = GF (ūp γ µ un ) (ūe γµ vν )
also eine Theorie mit “geladenen” Strömen (“charged current”),
µ
j(eν)
= ūe γ µ vν
µ
j(pn)
= ūp γ µ un
der unterschiedliche Teilchen zusammenfasst.
Dies ist eine 4-Fermion Wechselwirkung ohne Propagator6 . Die neue Kopplungskonstante ist die Fermi-Konstante
GF = 1, 1 · 10−5 GeV−2
Diese Fermi-Theorie enthält aber nicht die Paritätsverletzung der schwachen
Wechselwirkung.
1956 Lee und Yang argumentieren, dass in allen schwachen Prozessen Paritätsverletzung auftritt.
1960 Glashow, Salam und Weinberg formulieren die “GSW”-Theorie der Elektroschwachen Wechselwirkung, das Standard-Modell. Sie beinhaltet γ, W ± und sagt das
Z 0 voraus, also auch neutrale, schwache Ströme.
Im Gegensatz dazu ist in der QED z.B.: M = (qp ūp γ µ up ) −1
q 2 (qe ūue γµ ue ) mit dem PhotonPropagator 1/q 2 .
6
69
1973 Entdeckung der neutralen, schwachen Ströme in der Gargamelle Blasenkamer
am CERN in der Reaktion:
ν̄µ + e− → ν̄µ + e−
1984 Entdeckung des W ± und des Z 0 Bosons am UA1 Experiment am CERN (Nobelpreis C. Rubia)
6.2
Paritätsverletzung und V-A Theorie
Am Beispiel des β-Zerfalls
60
Co →
60
Ni + e− + ν̄e
lässt sich die Beobachtung der Paritätsverletzung verstehen.
Die Spinrichtung des Co wird durch ein Magnetfeld festgelegt. Man beobachtet, dass
das e− vorzugsweise entgegen der Richtung des Co-Spins emmittiert wird. Da der
e− - Impuls ein Vektor ist und Spin ein Axialvektor ist folgt, das die relative Richtung
der beiden (Observable) nicht invariant unter einer Paritätstransformation ist.
In der sogenannten V-A Theorie der schwachen WW werden die Projektionsoperatoren für die Händigkeit (Chirality) benutzt:
1
uR = PR u = (1 + γ 5 )u
2
1
uL = PL u = (1 − γ 5 )u
2
Hierfür gilt
u = uL + uR
ūR γ µ uL = 0
ūγ µ uL = ūL γ µ uL
Damit setzt man für die schwachen Ströme an (hier für e− und ν̄e auslaufend) :
1
µ
j(eν)
= ūe γ µ (1 − γ 5 ) vν = ūe γ µ PL vν = ūe γ µ vν,L = ūe,L γ µ vν,L
2
Die einzige Änderung im Vergleich zu Matrixelementen der QED ist also die Ersetzung
1
µ
µ1
5
ūγ u → ū γ (1 − γ ) u =
(ūγ µ u − ūγ µ γ 5 u)
2
2
70
Dies hat die Form Vektorstrom (ūγ µ u) minus Axialvektorstrom (ūγ µ γ 5 u) und wird
daher die V − A Theorie der schwachen Wechselwirkung genannt (vergleiche Kapitel
2.5). Das gleichzeitige Auftreten von Vektor und Axialvektor bedeutet, dass diese
Wechselwirkung die Parität verletzt:
• Linkshändige Fermionen (e−
L , νL , uL , dL ) und rechtshändige Anti-Fermionen
+
¯
(eR , ν̄R , ūR , dR ) nehmen an der Wechelwirkung teil.
+
¯
• e−
R , νR , uR , dR und eL , ν̄L , ūL , dL nehmen nicht an der schwachen Wechselwirkung teil.
Dies nennt man eine chirale Theorie. Im Standard-Modell ist diese Verletzung der Parität maximal, d.h. es gibt nur V-A Ströme, aber gar keine V+A Ströme. (Historisch
war dies lange Zeit bezweifelt worden.)
Damit gilt in der 4-Fermion Wechselwirkung für linkshändige Fermionen z.B. für
den Myon Zerfall (und analog für den Neutron-Zerfall):
µ− → νµ + e− + ν̄e
6.3
1
1
4GF
M = √ (ūνµ γ µ (1 − γ 5 )uµ ) (ūe γµ (1 − γ 5 )vνe )
2
2
2
P und C: Parität und Ladungskonjugation
Aus der Paritätsverletzung folgt auch die Verletzung der Ladungskonjugation (oder
C-Parität).
Als Beispiel betrachten wir den Zerfall der geladenen Pionen,
π + → νµ µ +
Da der Spin des Pions null ist muss wegen Drehimpulserhaltung der Spin des Neutrinos und des Muons immer in entgegengesetzte Richtungen zeigen.
Im Ruhesystem des Pions folgt aus den Massen der Teilchen (Mπ = 139, 6 MeV,
Mµ = 106 MeV, Mν < 0.1 eV) für diesen 2-Körperzerfall die Energie des Neutrinos
zu
Mπ2 + Mν2 − Mµ2
= 29.6MeV
Eν =
2Mπ
Das Neutrino ist also hoch-relativistisch. Damit gilt auch |P~µ | = |P~ν | ≈ Eν =
29.6M eV .
Wegen der Paritätsverletzung der schwachen WW ist das Fermion νµ immer linkshändig, das Antifermion µ+ immer rechtshändig. Daher ist für das Neutrino die Helizität negativ, der Spin zeigt also entgegengesetzt zur Flugrichtung. Das µ+ dagegen
ist zwar rechtshändig, aber nicht sehr relativistisch, so dass seine Spinrichtung nicht
eindeutig festliegt. Der Muon Spin kann also auch entgegengesetzt zur Flugrichtung
71
zeigen, so dass Drehimulserhaltung erfüllt ist. Dieser Zerfall ist daher möglich mit
Spin-Ausrichtungen entgegen den Flugrichtungen (↓).
π + → νµ ↓ + µ + ↓
Wendet man eine Paritätstransformation auf diesen Prozess an, so ändert sich die
Impulsrichtung aber nicht die Spin Richtung, so dass die Spins parallel zur Bewegungsrichtung sind (↑),
π + → νµ ↑ + µ + ↑
Dieser Prozess ist verboten, da das Neutrino jetzt rechtshändig wäre. Es liegt also
Paritätsverletzung vor.
Wendet man dagegen Ladungskonjugation an, so folgt
π − → ν̄µ ↓ + µ− ↓
ein ebenfalls verbotener Prozess. Ladungskonjugation ist also ebenfalls verletzt.
Die Kombination von beiden Transformationen, CP, liefert dagegen einen erlaubten Prozess der schwachen WW, da hier das Anti-Neutrino in ultrarelativistischer
Näherung rechtshändig ist,
π − → ν̄µ ↑ + µ− ↑
CP ist also für den Pion-Zerfall erhalten.
CP Erhaltung ist jedoch nicht exakt erfüllt. Insbesondere tritt im Kaon-Zerfall
und B-Meson Zerfall eine sehr kleine Verletzung der CP-Erhaltung auf. Da in Feldtheorien ganz allgemein CT-Erhaltung
6.4
Fermi-Konstante und W-Propagator
In der heutigen Interpretation durch die Theorie der elektroschwachen Vereinheitlichung entsteht der Prozess
µ− → e− ν̄e νµ
durch den Austausch des gleichen, neuen Teilchens W ± mit Spin 1. Für den MuonZerfall als Beispiel bedeutet das:
72
g Jµ
1
g Jµ
√
M≈ √
2
2 2 MW − q 2 2 2
Die neue Konstante g ist dabei die Kopplungskonstate des W - Bosons an ein Lepton
2
oder Quark Paar. Im Limes kleiner Impulsüberträge |q 2 | << MW
vereinfacht sich der
2
Propagator für das schwere W -Boson dann zu 1/MW . Der Vergleich mit der Formel
aus der V − A Theorie liefert:
g2
GF
√ =
2
8MW
2
Damit ist die Fermikonstante als Masse eines Teilchens interpretiert worden.
Andere Betrachtungen Bei hohen Impulsüberträgen wird der W -Propagator die
richtigen Ergebnisse liefern, nicht jedoch die Fermi-Theorie. Vergleicht man den Austausch des masselosen Photons mit dem eines massiven W -Bosons, so entspricht dies
den Potentialen (siehe auch Abschnitt D.5):
γ-Austausch:
W-Austausch:
für MW → ∞
VCoulomb =
VY ukawa =
VY ukawa =
e2
4πr
g 2 −MW ·r
e
4πr
g2 3
δ (r)
2
MW
Yukawa-Potential
Eine große Masse entspricht daher eine kurze Reichweite. Symbolisch geht damit der
Propagator des W -Austausches in eine 4-Fermion Kontaktwechselwirkung über.
Die Reichweite der schwachen WW ist damit
RW ≈
~c
200 MeV fm
=
≈ 2, 5 · 10−3 fm
MW
80 GeV
Das ist etwa 1/400 der Reichweite der starken Wechselwirkung oder des Radius des
Protons. Die schwache Wechselwirkung ist also schwach, weil W und Z Bosonen so
schwer sind. Die Kopplungskonstante g ist etwa
g = 0, 7
73
6.5
Schwache Wechselwirkung von Hadronen
Die beiden Prozesse
und
µ− → νµ e− ν̄e
n → p e− ν̄e
können durch W - Austausch mit der gleichen Kopplungskonstante GF beschrieben
werden, wenn man den unterschiedlichen Phasenraum der Prozesse und die Effekte
durch die Paritätsverletzung berücksichtigt.
Für diese Universalität der schwachen Wechselwirkung spielt es offenbar keine
Rolle, dass das Muon elementar, das Neutron dagegen zusammengesetzt ist. Dies
erklärt sich durch das Quark- Modell der Hadronen und das Faktorisierungstheorem
der QCD. Innerhalb des Neutrons zerfällt ein d-Quark in ein u- Quark, so dass
ein Elektron und ein Neutrino entsteht. Obwohl der Impulsübertrag Q2 durch das
W nur ca. 1 MeV beträgt sorgt die hohe W - Masse für eine Wechselwirkung mit
kurzer Reichweite und kurzer Zeitdauer, so dass die anderen Quarks nur als Begleiter
(Spectator) wirken, die während dieser kurzen Zeitspanne quasi statisch sind und
nicht in die Reaktion eingreifen. Die Universalität der schwachen Wechselwirkung
erklärt sich also aus der Ähnlichkeit der Quark und Lepton- Zerfälle,
d → u e− ν̄e
=
ˆ
µ− → νµ e− ν̄e
Durch “kreuzen” ergibt sich daraus auch der Pion-Zerfall (π − = ūd):
ūd → e− νe
Ganz analog ergibt sich der Zerfall der schwereren Mesonen, z.B. des K − = ūs. Für
diese Zerfälle ist allerdings die Rate durch Effekte der Paritätsverletzung deutlich
unterdrückt. Beim K − Zerfall kommt hinzu, dass eine Kopplung zwischen Quarks
verschiedener Generationen vorliegt. Solche Übergänge sind durch die CKM- Matrix
der Quark-Mischungen zusätzlich unterdrückt.
74
6.6
SU(2) Symmetrie
Heute basiert die akzeptierte Theorie der schwachen Wechselwirkung auf der SU (2)L
Symmetrie im Flavourraum. Beteiligt sind dabei nur die linkshändigen Fermionen
(“L”). Die Eichbosonen sind die W ± und Z 0 Bosonen. Im Vergleich zu den anderen
Wechselwirkungen haben diese Eichbosonen eine hohe Masse und sind instabil:
γ
g
W ±, Z 0
QED
Mγ = 0
QCD
Mg = 0
Schwache WW MW = 80, 425 ± 0, 038 GeV
MZ = 91, 1876 ± 0, 0021 GeV
Γγ = 0
Γg = 0
ΓW = 2, 124 ± 0, 041 GeV
ΓZ = 2, 4952 ± 0, 0023
Hierbei ist Γ die Energieunschärfe aufgrund der endlichen Lebensdauer.
Gemäß Standard-Modell werden alle linkshändigen Fermionen in Doubletts, alle
rechtshändigen in Singletts eingeordnet.
Linkshändige Lepton-Doubletts
Linkshändige Quark-Doubletts
Übergänge innerhalb eines Doubletts werden durch W -Austausch vermittelt. Dieser Übergang entspricht einer Rotation im SU (2) Raum. Die schwache Wechselwirkung ist damit automatisch universell gleich für Leptonen und Quarks.
75
Rechtshändige Lepton-Singletts
eR ,
νeR ,
µR ,
νµR ,
τR ,
ντ R
sR ,
tR ,
bR
Rechtshändige Quark-Singletts
(uR ),
dR ,
cR ,
Für die rechtshändigen Singletts sind keine Übergänge möglich, sie sind neutral
bezüglich der schwachen Ladung und nehmen nicht an der schwachen WW teil.
Die Universalität der schwachen WW zeigt sich am direktesten in der relativen Häufigkeit der Zerfälle des W -Bosons. Kinematisch sind Zerfälle möglich in alle
Doubletts außer (top-bottom). Aufgrund der Farbe der Quarks gilt
3 · ΓW →lν̄l = ΓW →qq0
so dass
Γeνe : Γµνµ : Γτ ντ : Γdu : Γsc = 1 : 1 : 1 : 3 : 3
gilt. Bei 9 gleichen Zerfallsmöglichkeiten ergibt sich ein Verzweigungsverhältnis von
jeweils 11%, wie experimentell beobachtet.
Der Austausch von W -Bosonen ist stets mit einer Änderung der Lepton- oder
Quark-Flavour sowie der Ladung verbunden. Damit lassen sich Reaktionen wie
ν̄µ + e− → ν̄µ + e−
nicht erklären, da hier kein Übergang innerhalb einer Generation stattfindet. Die
Entdeckung solcher neutraler Ströme wird durch das Z 0 Boson erklärt, das ebenfalls Spin 1 hat. Erwarten würde man aufgrund der SU (2)L Symmetrie insgesamt
3 Eichbosonen. Allerdings kann das Z 0 nicht einfach ein neutraler Partner des W Bosons sein, denn es hat eine andere Masse und koppelt nicht universell gleich an alle
76
Quarks und Leptonen. Beispielsweise beträgt das Verzweigungsverhältnis des Zerfalls
Z 0 → e+ e− nur ca. 3%. Ursache ist die Mischung zwischen Photon und Z 0 in der
vereinheitlichten elektroschwachen Wechselwirkung SU (2)L × U (1)Y zusammen mit
dem Higgs-Mechanismus.
77
6.7
Zerfälle als Test von Erhaltungssätzen
Instabile Teilchen mit Lebensdauer τ haben gemäß Unschärferelation eine Energieunschärfe (“Breite”)
1
Γ=
τ
und folgen dem Zerfallsgesetz
N (t) = N0 e−Γt
dN = −Γ N dt,
Γ wird daher auch als Zerfallsrate pro Zeit bezeichnet. Treten mehrere Zerfallskanäle
mit Partial-Breite Γi auf, so ist die totale Breite gegeben durch
X
Γ=
Γi
i
Das Verzweigungsverhältnis
Γi
Γ
gibt dann die relative Anzahl der Zerfälle in den Zerfallskanal i an.
Die Partial-Breite für Zerfälle
BRi =
a → 1 + 2 + 3 + ...
kann gemäß Fermi’s goldener Regel aus den Feynman-Regeln berechnet werden,
d~pi
1
2
|M|
(2π)4 δ(pa − p1 − p2 − p3 − ...)
dΓ =
Πi
2Ea
(2π)3 2Ei
wobei der erste Faktor 1/2Ea die Anzahl der Teilchen im Anfangszustand angibt,
|M |2 das Spin-Mittel des Matrixelements ist und die δ- Funktion 4-er Impulserhaltung sicherstellt. Die Zerfallsrate Γ ist differentiell in den Impulsen aller Zerfallsprodukte i. Insbesondere ergibt sich für einen 2-Körperzerfall a → b+c im Schwerpunktsystem von a
1
|Pb∗ |
2
dΓi =
|M|
dΩb
32π 2
Ma2
| {z }
Phasenraum(PS)
6.7.1
Zerfälle durch Starke WW
Die starke WW erlaubt keine Umwandlung von fundamentalen Fermionen. Allerdings
bilden Hadronen aufgrund ihrer inneren Struktur angeregte Zustände mit höherem
Drehimpuls, die in den Grundzustand zerfallen können. Als Beispiel dient das ∆++
Baryon. Es wurde von E.Fermi entdeckt und besteht aus drei u Quarks mit parallelem
78
Spin (∆++ =u
ˆ ↑ u ↑ u ↑) und Bahndrehimpuls L = 0. Fermi schloss daraus aufgrund
des Pauli-Prinzips für identische Fermionen auf die Existenz der Farbe der Quarks.
Es kann in Reaktionen von Pionen und Protonen erzeugt werden,
π + + p → ∆++ → π + + p
Ein typisches Zerfallsdiagramm ist
Die Lebensdauer τ∆++ ≈ 10−23 s ist typisch für Zerfälle durch die starke WW.
6.7.2
Zerfälle durch Elektromagnetische WW
Auch die elektromagnetische WW kann keine elementaren Quanten umwandeln. In
gebundenen Systemen aus Teilchen und Antiteilchen können sich diese allerdings
gegenseitig vernichten. Ein Beispiel hierfür ist das π 0 Meson, das leichteste aller
Hadronen,
1
¯
π 0 = √ (uū − dd)
2
Es zerfällt mit einem BR von über 99% gemäß
π 0 → γγ
Die Lebensdauer beträgt τπ0 = 8, 4 · 10−17 s, so dass c · τ ≈ 25ns ist. Das π 0 zerfällt
damit “prompt”, d.h. auch bei hohen Impulsen immer noch nach unmessbar kleinen
Abständen vom Entstehungsort.
Man könnte erwarten, dass auch der Zerfall π 0 → γγγ erlaubt ist und etwa um
einen Faktor αem = 1/137 seltener ist als der Zerfall in zwei Photonen. Tatsächlich
findet man jedoch
BR(π 0 → γγγ)
< 3 · 10−8
BR(π 0 → γγ)
79
Grund hierfür ist die Erhaltung der C- Parität in der elm. WW.. Elektromagnetische
Wellen und damit Photonen werden von sich ändernden Strömen erzeugt, die sich
unter Ladungsänderung umdrehen. Daher haben diese Ströme und damit auch das
Photon negative C- Parität, Cγ = −1.
Da die elektromagnetische WW die C- Parität erhält gilt
C|π 0 >= Cπ0 |π 0 >= C|γγ >= Cγ2 |γγ >
und somit Cπ0 = 1. Demgegenüber hat ein Zustand mit drei Photonen Cγγγ = Cγ3 =
−1. Daher ist der Zerfall in drei Photonen verboten.
6.7.3
Schwache Zerfälle: Muon
Zu unterscheiden sind Prozesse der schwachen WW, bei denen genügend Energie vorhanden ist, so dass ein W oder Z Boson als reelles Teilchen im Endzustand produziert
wird, z.B.
t → bW +
e+ e− → Z 0
oder
(bei ECM S = MZ )
und solche Prozesse, bei denen das nicht der Fall ist, z.B.
µ− → νµ e− ν̄e
oder
b → c µ− ν̄µ
Nur in ersterem Fall sind die W, Z reell, so dass ihre Masse aus den Zerfallsprodukten
rekonstruiert werden kann. In letzterem Fall sind die W, Z virtuell, d.h. p2W,Z 6=
MW,Z . Damit haben die W, Z auch keine feste Energie sondern es ergibt sich ein
kontinuierliches, breites Energiespektrum der Zerfallsprodukte (siehe Postulat des
Neutrinos im β- Zerfall). Der Prozess muss daher als ein 3-Körperzerfall gerechnet
werden. Die Zerfallsrate ist gegeben durch
dΓ =
1
|M|2 dQ.
2E
Exemplarisch für den µ− - Zerfall
µ− → νµ e− ν̄e
80
ist das Matrixelement
G
M = √ ū(νµ ) γ µ (1 − γ 5 )u(µ) ū(e) γµ (1 − γ 5 )v(νe )
2
Da der Impulsübertrag durch das W maximal die Masse des µ− sein kann, so dass
|q 2 | < Mµ2 , wird der Propagator des W hier durch die Masse des W genähert. Damit
ergibt sich für das Matrixelement nach den gleichen Rechenmethoden wie bei der
Berechnung von Streuprozessen:
1X
|M|2 =
|M|2 = 64G2 (pνµ · pe ) (pνe · pµ )
2 Spin
Integration des Phasenraums mit Hilfe der δ- Funktion ergibt schliesslich die Zerfallsrate als Funktion der Energie des Elektrons, Ee , im Schwerpunktsystem des Muons
dΓ
G2 2 2
4Ee
⇒
=
m E 3−
dEe
12π 3 µ e
mµ
Dieses Energie-Spektrum kann unmittelbar mit Messresultaten verglichen werden.
Durch Integration über Ee erhält man die Lebensdauer τµ ,
Z mµ /2
G2 m5µ
1
dΓ
Γ= =
dEe =
τ
dEe
192π 3
0
Aus der Lebensdauer des Muons τµ = 2, 2 · 10−6 sec folgt ein sehr präziser Wert für
die Fermi-Konstante für den Muon-Zerfall
Gµ = 1, 16635 ± 0, 00002 · 10−5 GeV −2
Für den Neutron-Zerfall stimmt (wegen der Quark-Mischung in der CKM Matrix)
der Wert bis auf wenige Prozent genau mit diesem überein.
Zu beachten ist, dass die Masse des Muons aufgrund des Phasenraums mit der
fünften Potenz in die Zerfallsrate eingeht. Aus diesem Grund zerfallen schwerere
Teilchen sehr viel schneller, z.B. liegt die Lebensdauer des c- Quarks nur bei 0.5·10−12
s. Hinzu kommt allerdings die Anzahl der Zerfalls- Moden und die CKM Mischung.
81
Spin Orientierung in µ Zerfall
Nahe des Endpunkts des Elektron-Energiespektrums hat das e− maximale Energie.
Dies ist der Fall wenn die beiden Neutrinos genau parallel zueinander entgegengesetzt
zum e− fliegen. Wegen der V − A Kopplung der schwachen Wechselwirkung ist
das νµ nur linkshändig und das ν̄e nur rechtshändig. Da sie sehr leicht und damit
ultrarelativistisch sind folgt, dass ihre Helizitäten ebenfalls entgegengesetzt sind, ihre
Spins sich also gegenseitig kompensieren, Sνµ + Sν̄e = 0. Wegen Drehimpulserhaltung
muss dann der Spin des e− parallel zum µ- Spin sein. Da das e− linkshändig und
sehr schnell ist folgt, dass sein Impuls bevorzugt entgegengesetzt zum Spin des µ sein
sollte. Daher ist für polarisierte Müonen der Zerfall nicht isotrop.
Unterdrückt:
Erlaubt:
Polarisierte µ+ erhält man z.B. aus dem Zerfall π + → µ+ νµ . Die Winkelverteilung
der e+ ist dann ∼ 1 − P cos θ, wobei P die Polarisation der µ und θ der Winkel
zwischen µ-Polarisation und e-Impuls ist.
6.7.4
Schwache Zerfälle: Pion
Experimentell findet man für die Zerfälle
(−)
π + → µ ± νµ
(−)
π + → e ± νe
BRπ→µν
= 8, 3 · 103
BRπ→eν
82
Die naive Erwartung wäre hingegen, dass die Kopplungen und Matrixelemente gleich
sind, der Impuls der Elektronen in diesem Zerfall jedoch größer ist als der der Muonen
(mπ± = 0, 1396GeV, mµ = 0, 1056GeV, me = 0, 000511GeV ). Damit ist auch der
Phasenraum größer, so dass der Zerfall in Elektronen häufiger sein sollte. Das ist
aber in klarem Widerspruch zum Experiment.
Der Grund hierfür liegt in der V-A Struktur der schwachen WW. Wie bereits oben
diskutiert entstehen aus dem π − Zerfall linkshändige e− bzw. µ− , die jedoch positive
Helizität haben. Da aber insbesondere das sehr leichte e− fast relativistisch ist muss
dieser Prozess stark unterdrückt sein gegenüber dem Zerfall in das viel schwerere
µ− . Zur Berechnung des π ± Zerfalls muss ein Strom für ein gebundenes q q̄ 0 -System
gefunden werden. Der einzige relevante Vektor für spinloses Teilchen ist der Impuls.
Daher wählt man den Ansatz für die 4-er Vektoren des Stroms den 4-er Impuls des
Pions, (pπ = pµ + pν )
Jπ = fπ · pπ = fπ (pµ + pνµ )
wobei die Konstante fπ die Wahrscheinlichkeit beschreibt, dass sich die beiden Quarks
im Pion hinreichend nahe kommen um eine schwache WW zu efahren. Damit ist das
Matrixelement für den Zerfall in ein µ:
1
G
M = √ fπ (pαµ + kνα ) (ū(µ) γα (1 − γ 5 )v(ν) )
2 {z
2
}
|
µ−νµ Strom
Die Zerfallsbreite folgt daraus zu
Γπ→µν
2
m2µ
1
G2 2
2
= =
f mπ mµ 1 − 2
τ
8π π
mπ
Der hintere Klammerausdruck entspricht dem Phasenraumfaktor (hohe Massen sind
unterdrückt), der Faktor m2µ hingegen ergibt sich aus dem Matrixelement und charakterisiert die V − A Wechselwirkung. Das Ergebnis für den Zerfall in e− ν̄e ergibt
sich analog. Damit ist das Verzweigungsverhältnis:
2 2
2 −1
me
mπ − m2e
1
Γπ+ →e+ νe
=
=
Γπ+ →µ+ νµ
mµ
m2π − m2µ
8, 3̄ · 103
Dies ist genau der experimentelle Wert, eine glänzende Bestätigung der V-A Theorie.
Die Zerfallskette π → µ → e
Stoppt man π + in Material, so beobachtet man die gezeigt Energieverteilung von
Elektronen 7 . Der sehr seltene π- Zerfall in Elektronen führt zu einer monoenergetischen Energie der e bei fast der halben π- Masse. Die Muonen stoppen ebenfalls
7 +
π eignen sich besser, da sie von Kernen elektrisch abgestoßen werden. Dagegen werden π −
schnell von Kernen eingefangen.
83
nach sehr kurzer Strecke. Der häufigere Zerfall des π + → µ+ νµ mit µ+ → ν̄µ e+ νe
führt dagegen zu einem kontinuierlichen Energiespektrum, das ein Maximum nahe der halben Muon-Masse besitzt. Der Endpunkt dieses Spektrum wird neben der
Elektronen-Masse auch von der Masse der Neutrinos abhängen. Auf diese Weise
wurde in Tritium-Zerfällen eine Grenze auf die Masse des Elektron-Neutrinos von
mνe < 4 eV ermittelt.
84
6.8
Neutrino Streuung
Pionen und Kaonen lassen sich in großer Anzahl in Proton-Kern Wechselwirkungen
(fixed-Target) erzeugen. Fokussiert man diese so entstehen auf langen Zerfallsstrecken
durch Zerfälle Neutrinos, z.B.
π + → µ + νµ
K + → µ + νµ
6.8.1
Geladener Strom
Der “Charged Current” Neutrino - Proton (oder Neutron) Wirkungsquerschnitt für
νµ + p → µ− + X
lässt sich dann über die entsprechenden geladenen Leptonen (hier das µ) messen. Man
findet bei den verfügbaren Strahlenergieen einen fast linearen Verlauf des totalen WQ
(siehe Abbildung),
Eν
σtot ' 0, 6 · 10−38 cm2 ·
GeV
Für ein fixed-target Experiment νµ + p → µ + X ist das Quadrat der Schwerpunktsenergie s = (pν + pp )2 ≈ 2Eν mp , so dass auch gilt:
σ∼s
Im Quark-Parton-Modell enstpricht der Prozess der ν-Quark Streuung, z.B.
νµ d → µ − u
mit der Schwerpunktsenergie ŝ = xs.
dσ
G2 · s
=
dΩ
4π 2
da s die einzige Variable mit Dimension [G
Dieser Prozess ist erlaubt für alle Winkel, da es keine Vorzugsrichtung durch die Spins
85
Abbildung 11: Neutrino-Nukleon Wirkungsquerschnitt als Funktion der NeutrinoEnergie. Mit Nukleon ist der Mittelwert für p und n gemeint (“isoskalarer” Kern).
Im Vergleich auch eine Interpretation des WQ für ep → νe X aus HERA-Daten.
86
gibt.
ν̄µ u → µ+ d
G2 · s
dσ
=
(1 − cos θ)2
2
dΩ
16π
In diesem Prozess ist die Rückwärtsstreuung (θ = 180◦ ) verboten wegen Helizitäts0
= 12 (1 + cos θ) gilt
und Drehimpulserhaltung. Mit 1 − y = p·k
p·k
dσ
G2 x · s
νµ d → µ u :
=
dy
π
2
G x·s
dσ
=
(1 − y)2
ν̄µ u → µ+ d :
dy
π
−
6.8.2
Divergenzen in der V-A Theorie
Das Matrix-Element für 4-Fermionen- WW ist proportional zur Fermi-Konstante
G ' 10−5 GeV −2
Für das Beispiel νµ e− → νµ e− ist mit dem 4-er Impulsübertrag Q2 = −(pν − pe )2
G2
dσ
=
dQ2
π
Damit hängt σtot vom maximalen Q2 ab, und wegen Q2max = s folgt
σtot
G2 · s
'
π
87
Das kann physikalisch nicht sinnvoll sein!
Unitaritätsgrenze:
Die Intensität gestreuter Teilchen kann nicht größer werden als die Intensität der
einlaufenden Teilchen. Die Grenze wird erreicht für Impulse im CMS von ∼ 300GeV .
Dies ist ein allgemeines Problem für alle dimensionsbehafteten Kopplungen, denn
(Dimensions-Argument)
1
[σ] = (Fläche)=
ˆ
GeV 2
Wegen
1
[G2 ] =
GeV 2
und
[s] = GeV 2
ist bei hohen Energien (s >> m2i ) die einzige relevante Größe mit Dimension die
Schwerpunktsenergie.
1
Zum Vergleich: Die QED- Kopplung α = 137
hat keine Dimension, dei QED hat
damit dieses Problem nicht. Gleiches gilt für die QCD. Beides sind “renormierbare”
Theorien.
Lösung in schwacher WW
In der schwachen WW wird G als W - Boson Propagator interpretiert.
so dass
σ∼
Q2
1
2
+ MW
88
oder genauer:
dσ
dΩ
2
=
2

G ·s 1 
2
4π 2
1 + Q2
MW
2
G
2
MW
für
s → ∞ wird σ wird konstant!
π
Experimenteller Nachweis des W-Propagators
⇒ σtot →
Hohe Schwerpunktsenergie kann kaum bei fixed-target-Experimenten
erreicht werp
√
den, z.B. für einen ν-Strahl bei Eν ∼ 200GeV folgt sνp = 2Eν Ep = 19GeV .
Bei HERA wurden ep → νX Prozesse beobachtet, die sich als νp Prozesse interpretieren lassen.
Hera: Charged Current Process
HERA:
√
sep = 300GeV
e
p
27, 5GeV × 820GeV
Im Ruhesystem des Protons entspricht dies Ee∗ ∼ 48000GeV . In der Abbildung
erkennt man den Effekt des W - Propagators erstmalig in der ν- Streuung.
6.8.3
Neutrale Ströme: Z 0 Austausch
Die Neutralen Ströme wurden 1973 entdeckt,
inelastisch:
elastisch:
νN → νX
ν̄µ e− → ν̄µ e−
89
Experimentell nicht beobachtet hingegen werden “Flavour changing neutral currents” (FCNC) wie z.B. νe e → νµ µ oder K 0 → µ+ µ− .
Solche FCNC sind im Standard-Model tatsächlich verboten durch den sogenannten “GIM” Mechanismus, der gilt, wenn alle Generationen vollständig sind. Aus der
nicht-Beobachtung von FCNCs wurde daher
• nach Entdeckung des s- Quarks auch das c- Quark vorhergesagt,
• nach Entdeckung des b- Quarks auch das t- Quark vorhergesagt,
• nach Entdeckung des τ - Leptons auch das ντ vorhergesagt.
In jedem dieser Fälle wurde das vorhergesagte Teilchen dann auch tatsächlich gefunden.
Gleichzeitig schränkt die nicht-Beobachtung von FCNCs auch viele Modelle zur
Physik jenseits des Standard-Modells ein. Man kann also nicht einfach ein einzelnes
weiteres Quark oder Lepton postulieren, ohne auch gleichzeitig den entsprechenden
SU(2) Partner mit anzunehmen. Später werden wir sehen, dass man sogar aus der
Beobachtung eines einzelnen weiteren Leptons oder Quarks folgen kann, dass die
ganze Generation mit allen Leptonen und allen Quarks vorhanden sein muss.
90
7
Übersicht Eichtheorien
Das heutige Verständnis der Wechselwirkungen der Teilchen beruht im Wesentlichen
auf der Erkenntnis, dass diese Wechselwirkungen bestimmten Symmetrien gehorchen.
Diese lassen sich durch Symmetriegruppen formulieren; im Standard-Modell sind dies
U (1)Y , SU (2)L und SU (3)C . Eichtheorien sind der mathematische Formalismus zur
Beschreibung von Symmetrien in der Quantenfeldtheorie. Schematisch folgen diese
Theorien den folgenden Gedankenschritten:
1. Postuliere Invarinaz der Lagrange-Dichte unter einer Eichtransformation, zumeist einer SU (n):
• U (1)Y : Phasen-Rotation, Kopplung g 0 , Teilchen i hat “Hyperladung” Yi
• SU (2)L : Rotation im schwachen Isospin (z.B. νe , ↔ e), Kopplung g
• SU (3)C : Rotation der Farb-Freiheitsgrade (rot-grün-blau)
2. Sortiere alle Fermionen in SU (n)-Multipletts, also z.B.


u-rot
νe
ν
t
, µ ,
, u-grün , ..., eR , ..., tR
e L
µ L b L
u-blau
Postuliere neues Teilchen, falls nötig, um Multiplett zu vervollständigen (siehe
z.B: Vorhersage des Top-Quarks)
3. Eichinvarianz erzwingt neue Kopplung (hier g) und Form der WW. Ersetze
dafür ∂µ durch Dµ
L = iψ̄γ µ ∂µ ψ
→
a
mit Dµ = ∂µ + igVµ Ta
L = iψ̄γ µ Dµ ψ
Zur vollständigen Beschreibungen aller möglich Rotationen sind für SU (n) insgesamt n2 − 1 neue Vektorfelder Vµa notwendig, a = 1, 2, ...n2 − 1. Die Quanten
dieser Felder sind die Eichbosonen.
U (1)Y :
Bµ ,
a = 1,
SU (2)L :
Wµa ,
a = 1, . . . , 3 Ta =
SU (3)C :
Gaµ ,
a = 1, . . . , 8 Ta =
Ta =
Y
2
τa
2
λa
2
1B
3W
8 Gluonen
4. Addiere kinetischen Term: LV = − 14 V a µν Va µν
V a µν = ∂µ Vνa − ∂ν Vµa + gfabc Vµb Vνc
Der letzte Term ist notwendig für Eichinvarianz und beinhaltet die Selbstwechselwirkung der neuen Vektorfelder. Für z.B. die SU (2) sind die “Strukturkonstanten” fabc = abc (Levy-Chivita Symbol).
91
5. Postuliere neues Higgs-Feld φ um Massen zu ermöglichen:
Lφ = |Dµ φ|2 −µ2 |φ|2 − λ|φ|4
|
{z
}
Potential
Da Dµ φ = (∂µ + igVµa Ta ) φ die Vektorfelder beinhaltet sagt die Eichinvarianz
also eine WW zwischen Higgs und Vektorfeldern voraus.
Das Potential V (φ) = µ2 |φ|2 + λ|φ|4 hat für µ2 < 0 ein Minimum bei φ 6= 0
(“Spontane Symmetrie-Brechung”). Daraus folgt eine Masse der Eichbosonen.
6. addiere Higgs-Fermion WW um Fermionen-Massen zu erzeugen
92
8
Eichtheorie der elektro-schwachen Wechselwirkung
Im Folgenden wird die Lagrangedichte der elektroschwachen Wechselwirkung abgeleitet und die daraus folgenen Vorhersagen diskutiert. Zugrunde liegt eine Eichtheorie,
die auf der SU (2)L × U (1)Y Symmetrie beruht. Für die U (1)Y ist die Lagrangedichte exakt die der QED, wobei nur die Kopplungskonstante der QED durch die
Kopplungskonstante g 0 und die elektrische Ladung der Fermionen durch die Hyperladung Y ersetzt wird. Die SU (2)L hingegen ist eine nicht-Abel’sche Eichtheorie. Der
Formalismus entspricht damit exakt dem der QCD, wobei die Farben der Quarks
bei allen Fermionen durch den schwachen Isospin ersetzt wird und die λa Matrizen durch die Pauli-Matrizen. Hinzu kommen allerdings Paritätsverletzung in der
SU (2)L , Mischung zwischen den Eichbosonen der SU (2)L und der U (1)Y und die
spontane Symmetriebrechung mit dem Higgs-Feld zur Beschreibung der Masse aller
Teilchen.
8.1
Massen der Fermionen
Zur Beschreibung der schwachen WW mit Paritätsverletzung wird eine SU (2) Symmetrie angenommen, die nur für linkshändige Fermionen gelten soll: SU (2)L .
Als Beispiel dienen die beiden Leptonen der ersten Generationen. Um Paritätsverletzung beschreiben zu können werden diese als ein linkshändiges Doublett ψL im
Raum des schwachen Isospins und als rechtshändige Singletts aufgefasst,
ν
eR ,
νR
ψL = L ,
eL
Wir betrachten unitäre Transformationen im Isospin-Raum,
ψL 0 = U ψ L
eR 0 = eR ,
ν R 0 = νR
wobei U ein Element der Symmetriegruppe SU (2)L ist, das durch eine 2 × 2 Matrix
mit U † U = 1 und det U = 1 dargestellt werden kann. Die rechtshändigen Singletts
werden nicht transformiert. Für die Massenterme von e und ν in der Lagrange-Dichte
gilt mit e = eR + eL und ēR eR = 0, ēL eL = 0,
Lm = −mν ν̄ν − me ēe = −mν ν̄R νL − mν ν̄L νR − me ēR eL − me ēL eR
Diese Lagrangedichte kann nicht eichinvariant sein, da sich νL und eL bei SU (2)L
Transformationen ändern, νR und eR jedoch nicht. Expliziter kann man auch schreiben
mν 0
νL
mν 0
νR
Lm = −(ν̄R , ēR )
− (ν̄L , ēL )
0 me
eL
0 me
eR
93
Bei einer SU (2)L Eichtransformation wird daraus:
mν 0
νR
mν 0
νL
0
†
Lm = −(ν̄R , ēR )
U
− (ν̄L , ēL ) U
0 me
eR
0 me
eL
Dies wäre nur eichinvariant falls mν = me und falls sich außerdem auch die rechtshändigen Komponenten transformieren wie die linkshändigen. Beide Voraussetzungen sind nicht gegeben. Symmetrien von chiralen Theorien zur Beschreibung von
Paritätsverletzung lassen also prinzipiell keine Massenterme zu; alle Fermionen müssten masselos sein.
me = 0,
mν = 0.
Dies ist experimentell natürlich nicht so. Ein Ausweg ist der Mechanismus der spontanen Symmetriebrechung.
8.2
SU(2)L und schwacher Isospin
Zur Beschreibung der schwachen WW mit Paritätsverletzung wird eine SU (2) Symmetrie angenommen, die nur für linkshändige Fermionen gelten soll: SU (2)L .
Wie oben diskutiert sind in einer solchen Theorie Massen der Fermionen verboten.
Betrachtet man daher zwei freie, linkshändige Dirac-Teilchen mit Masse m = 0, so
lautet die Lagrangedichte
LL = ψ̄1,L (iγ µ ∂µ ) ψ1,L + ψ̄2,L (iγ µ ∂µ ) ψ2,L
Sei
ψ1,L
ψL =
ψ2,L
ein Doublett im Raum des schwachen Isospin. Damit lässt sich die Lagrangedichte
schreiben als
LL = ψ̄L (iγ µ ∂µ ) ψL
Wir betrachten unitäre Transformationen im Isospin-Raum,
ψL0 = U ψL
ψR0 = ψR
wobei U ein Element der Symmetriegruppe SU (2)L ist, das durch eine 2 × 2 Matrix
mit U † U = 1 und det U = 1 dargestellt werden kann. Die rechtshändigen Singletts
ψR werden nicht transformiert.
Offensichtlich ist LL invariant unter globalen SU (2)L Transformationen, denn
L0L = ψ̄L0 (iγ µ ∂µ )ψL0 = ψ̄L U † (iγ µ ∂µ )U ψL = ψ̄L (iγ µ ∂µ )U † U ψL = LL
Als Konstruktionsprinzip für Naturgesetzte werden im Folgenden wie in der QED
und QCD lokale Eichtransformationen betrachtet, unter denen die Larangedichte
invariant bleiben soll.
94
Diese Transformationen verändern – ortsabhängig und zeitabhängig - sowohl die
Komponenten der Doubletts als auch deren Phasen. Sie können immer in der Form
ψL → ψL0 = U ψL = eig αa (x) Ta ψL
dargestellt werden. Die 2 × 2 Matrizen Ta müssen linear unabhängig, spurlos und
hermitesch sein. Es gibt höchstens drei solche Matrizen8 . Als Generatoren Ta der
SU (2)L können z.B. die
Ta =
σa
2
a = 1, 2, 3.
gewählt werden, wobei die σa die bekannten Pauli-Matrizen sind. Die αa (x) sind willkürliche relle Funktionen von Ort und Zeit und Summation über a ist impliziet. Die
relle und beliebige Konstante g wird später als Kopplungskonstante der W Bosonen
interpretiert werden. Die Ta befolgen die Kommutator-Relationen
[Ta , Tb ] = ifabc Tc
wobei im Fall der SU (2) gilt: fabc = abc ( = Levi-Chivita Tensor).
Die Lagrangedichte LL soll invariant unter lokalen SU (2)L Transformationen sein.
Wie aus der Diskussion der QCD bekannt ist dies genau dann der Fall, wenn
• ∂ µ durch Dµ = ∂ µ + ig Ta Waµ ersetzt wird,
• die Waµ drei neue Vektorfelder (Eichfelder) sind, eins für jeden Generator. Diese
müssen sich transformieren wie
0
Waµ → Waµ = Waµ − ∂ µ αa (x) − gfabc αb (x)Wcµ
• ein Tensor der Form
Waµν = ∂ µ Waν − ∂ ν Waµ − gfabc Wbµ Wcν
definiert wird um die kinetische Energie der neuen Eichfelder zu beschreiben.
Beliebige n × n unitäre Matrizen bestehen aus 2n2 Zahlen (für Real- und Imaginärteil). Unitarität bedeutet U † U = 1, wobei 1 eine 2 × 2 Einheitsmatrix mit n2 Elementen ist, so dass dies
n2 Gleichungen sind. Für Elemente der SU (N ) kommt die Gleichung detU = 1 hinzu. Insgesammt
ergibt das 2n2 − n2 − 1 = n2 − 1 unabhängige Parameter je SU (N ) Matrix. Damit kann jede
derartige Matrix als Linearkombination von ebensovielen linear-unabhängigen Matrizen dargestellt
werden, die als Basis für diese Matrizen aufgefasst werden können. Demnach gibt es auch nur n2 − 1
unabhängige Matrizen Ta .
8
95
Damit ergibt sich die gesammte, eich-invariante Lagrange-Dichte zu
1
LL = ψ̄L (iγµ Dµ ) ψL − Waµν Waµν
4
µ
= ψ̄L (iγµ ∂ ) ψL
− g ψ̄L (γµ Ta Waµ ) ψL
|
|
{z
}
}
{z
ν
ψL − Ekin
ψL = e
(Propagator)
koppelt
mit
Stärke g an
drei Felder Waµ
−
1
Waµν Waµν
4
| {z }
W 2 =E
ˆ kin
g W 3 =3-fach
ˆ
Vertex
2
4
g W =4-fach
ˆ
Vertex
Die Vertizes der Theorie umfassen damit (wie schon in der QCD) neben dem FermionBoson Vertex auch 3-Bosonen und 4-Bosonen Vertizes, alle mit der gleichen Kopplungskonstante g (oder g 2 ).
Die Eichinvarianz solcher nicht-Abelschen Lagrangedichten wurde schon bei der QCD
gezeigt.
8.2.1
Erfolge der SU (2)L - Theorie
• Diese SU (2)L Theorie beschreibt die Umwandlung von Teilchen:
e ↔ νe
t↔b
• Sie sagt drei neue Eich-Bosonen voraus: Waµ ,
a = 1, 2, 3
• Sie legt durch Symmetrie die Form der WW zwischen allen Fermionen und den
neuen Bosonen fest und verlangt dafür nur eine neue Naturkonstante: g.
• Sie sagt Selbst-WW der Bosonen voraus und deren Stärke, g. Ursache hierfür
ist, dass bei einer nicht- Abelschen Symmetrie die Eichtransformationen nicht
kommutieren:
[Ta , Tb ] = ifabc Tc
• Paritätsverletzung wird beschrieben, denn nur die linkshändigen Teilchen, nicht
die rechtshändigen, nehmen an der WW teil.
96
8.2.2
Probleme der SU (2)L Theorie
Massen der Fermionen können nicht beschrieben werden, wie oben diskutiert.
Masse der Eichbosonen: Ein Masseterm LmW = −m2W Waµ Waµ ist nicht eichinvariant und damit wäre die Theorie nicht renormierbar sondern divergent. Daher
muss mW = 0 gelten. Experimentell findet man aber zwei verschiedene sehr
große Werte, mW = 80, 4 GeV und mZ = 90 GeV.
Paritätsverletzung und Kopplung beim Z 0 In diesem Modell würden alle drei
Eichbosonen mit der gleichen Stärke an alle linkshändigen Fermionen koppeln.
Experimentell findet man hingegen, dass das Z 0 zwar linkshändige Fermionen bevorzugt, aber auch an rechtshändige koppelt. Auch hat das Z 0 andere
Kopplungskonstanten als das W , und diese sind nicht gleich sind für Neutrinos,
geladene Leptonen und unterschiedlich geladene Quarks.
8.3
U(1)Y und Hyperladung
Zur Behebung der oben genannten Probleme mit der Paritätsverletzung und den
Kopplungen des Z 0 wird im Standard-Modell eine Kombination aus SU (2)L und
U (1)Y eingeführt. Das Resultat wird sowohl Elektromagnetismus als auch schwache
WW beschreiben. Nur die Massen der Fermionen und Bosonen können so noch nicht
beschrieben werden.
Die aus der U (1)Y Symmetrie folgende Wechselwirkung ist ebenso fundamental
wie die QCD (SU (3)C ) und die schwache WW (SU (2)L ). Die U (1)Y beruht wie die
QED auf einer lokalen Eichtheorie mit U (1) Symmetrie. Anstelle der elektrischen Ladung tritt allerdings eine Kopplungskonstante g 0 und, für jedes Teilchen individuell,
eine sogenannte Hyperladung Y . Ausserdem gibt es ein Eichboson, das B µ genannt
wird (dies ist nicht das Photon). Die kovariante Ableitung lautet
Dµ ≡ ∂µ + ig 0
Y
Bµ (x),
2
Die Lagrange-Dichte für eine U (1) Theorie wurde im Kapitel zur QED diskutiert.
Hier wird sie für z.B. e und νe mit Hilfe de Doubletts ψL und der Singletts eR , νR
für masselose Fermionen (m = 0) formuliert:
LY
1
= ψ̄ (iγ µ Dµ ) ψ − B µν Bµν
4
1
Y
= ψ̄ (iγ µ ∂µ ) ψ − g 0 ψ̄ (γ µ Bµ ) ψ − B µν Bµν
| {z }
| 2 {z
}
|4 {z }
kin. T erm ψ
N eue W echselwirkung
Hierbei ist
B µν = ∂ µ B ν − ∂ ν B µ
97
kin. T erm Bµ
Auf den ersten Blick unterscheidet diese Wechselwirkung nicht zwischen linkshändigen und rechtshändigen Teilchen.
Der Faktor 1/2 bei Y ist reine Konvention. Das Eichboson B µ ist masselos und
hat keine Selbst-Wechselwirkung. Die Zahlenwerte für g 0 und die Quantenzahlen
der Fermionen Y müssen experimentell bestimmt werden. Wie später gezeigt wird
ergeben sich
g 0 =??
und
Teilchen
Hyperladung Y
νeL , eL
-1
νeR
0
eR
-2
uL , dL
1/3
uR
dR
4/3 -2/3
Teilchen innerhalb eines likshändigen Doubletts haben also die gleiche Hyperladung
Y , aber es gibt Unterschiede zu den beiden rechtshändigen Singletts, sowohl für die
Leptonen als auch für die Quarks. Daher ist auch diese WW paritätsverletzend und
der Wechselwirkungsterm in der Lagrangedichte muss interpretiert werden als
LY
= ψ̄ (iγ µ ∂µ ) ψ + g 0
YL
1
YR
ψ̄R (γ µ Bµ ) ψR + g 0 ψ̄L (γ µ Bµ ) ψL − B µν Bµν
2
2
4
Teilchen der anderen Generationen haben die gleichen Hyperladungen wie die Teilchen der ersten Generation. Die Zahlenwerte für Y sind, ebenso wie die elektrischen
Ladungen der Leptonen und Quarks, zunächst willkürlich. Wir werden im Folgenen
sehen, wie die elektrische Ladung der Teilchen aus der Hperladung und dem Isospin
abgeleitet werden kann.
8.4
SU(2)L × U(1)Y
Die Kombination der beiden Eichtheorien (Vereinheitlichung) soll wieder mit Hilfe
der schwachen Isospin-Doubletts und Singletts formuliert werden. Die Lagrangedichte
wird Paritätsverletzung beschreiben und masselose W ± , Z 0 und γ beinhalten. Die
Lagrangedichte ist zunächst einfach die Summe der Formeln für die SU (2)L und
U (1)Y .
X
X
1
1
L = − Wa µν Waµν − B µν Bµν +
ψ̄L iγµ Dµ ψL +
ψ̄R iγµ Dµ ψR
4
4
Die Summen laufen hier über alle linkshändigen Doubletts ψL und rechtshändigen
Singletts ψR der Quarks und Leptonen des Standardmodells. Die Y Werte sind wie
oben angegeben für Doubletts und Singletts unterschiedlich. Die kovarianten Ableitungen unterscheiden sich ebenfalls für die Doubletts und die Singletts, da die
98
Singletts nicht an die SU (2)L Bosonen koppeln. Effektiv ist also:
für linkshändige ψL :
für rechtshändige ψR :
Y µ
B ) ψL
2
Y
+ ig 0 B µ ) ψR
2
DLµ ψL = (∂ µ + igTa Waµ + ig 0
µ
DR
ψR = (∂ µ
Wie vorher sind
• g, g 0 sind die Kopplungen der SU (2)L , U (1)Y .
• Y ist die U (1)Y Ladung (“Hyperladung”) der Fermionen
• B µ ist das Eichfeld der U (1)Y (nicht das Photon).
• Waµ sind die drei Eichfelder der SU (2)L .
Setzt man in den Ausdruck für Dµ die Generatoren und damit die Pauli-Matrizen
Ta = σa /2 explizit ein, so findet man:
Y
Dµ = ∂ µ + igTa Waµ + ig 0 B µ
2
ig
Y
0
1
0 −i
1 0
µ
µ
µ
µ
= ∂ +
W1 +
W2 +
W3 + ig 0 B µ
1 0
i 0
0 −1
2
2
µ
µ
ig
Y B 0
W3
W1 − iW2
+ ig 0
= ∂µ +
−W3
2 W1 + iW2
2 0 B
In L sind die Wechselwirkungsterme zwischen Eich- Bosonen und z.B. der ersten
Generation der linkshändigen Leptonen gegeben durch:
µ
µ νe
LL = ψ̄L iγµ D ψL = (ν̄e , ē)L iγµ D
e L
Offenbar erzeugen in Dµ nur die nicht-diagonalen Elemente der ersten Matrix eine
Wechselwirkung, bei der gleichzeitig e und νe beteiligt sind. Für solche Flavour- und
Ladungs- ändernden WW macht es daher Sinn Aufsteige- und Absteige-Operatoren
T ± und entsprechende Eichbosonen W + , W − zu definieren:
1
W ± = √ (W1 ∓ iW2 )
2
1
T ± = √ (T1 ± iT2 )
2
99
so dass
T
+
1
=√
2
0 1
0 0
T
−
1
=√
2
0 0
1 0
In dieser neuen Basis für die Boson-Felder ist die SU (2)L Wechselwirkung dann:
µ
µ
1 gW3 + g 0 Y B
1
0 W+
0
µ
µ
+
D = ∂ +√
−
0
0
−gW3 + g 0 Y B
2
2 W
Y
= ∂ µ + (T + W + + T − W − )µ + (gT3 W3 + g 0 B)µ
2
µ
µ
= ∂µ +
DW
+
DγZ
Hierbei wurden die Flavour-ändernden nicht-diagonal Elemente der SU (2)L von den
Flavour-erhaltenden Diagonalelementen getrennt. Die einzelnen Terme in der Lagrangedichte L = ψ̄iγµ Dµ ψ haben folgende Bedeutung:
• ψ̄iγµ ∂ µ ψ ist die kinetische Energie der Fermionen. Die Fermionen haben wie
diskutiert keinen Masseterm.
µ
• ψ̄iγµ DW
ψ beschreibt die Wechselwirkungen von W ± Bosonen mit Fermionen.
µ
• ψ̄iγµ DγZ
ψ beschreibt die Wechselwirkungen von γ und Z 0 mit Fermionen.
8.5
Wechselwirkung von W Bosonen mit Fermionen
µ
Angewendet auf die linkshändigen Doubletts ergibt sich aus DW
die Lagrangedichte
LL = ig ψ̄L iγµ (T + W + + T − W − )µ ψL
µ νe
1
0 W+
= √ ig (ν̄e , ē)L iγµ
−
W
0
e L
2
1
= − √ g (ν̄eL γµ W +µ eL + ēL γµ W −µ νeL )
2
Der erste Term beschreibt die Umwandlung eines e−
L in ein νL unter Abstrahlung
eines W − Bosons. Der zweite Term beschreibt den umgekehrten Prozess.
100
8.6
Mischung von Photon und Z0
µ
Der Term mit DγZ
beschreiben neutrale WW mittels der W3 und B Eichbosonen,
die die Flavour und die Ladung nicht ändern. Zur obigen Lagrange-Dichte LL für die
linkshändigen Fermionen muss der Term für rechtshändige WW zwischen Fermionen
und B hinzuaddiert werden.
Y
Y
Lγ,Z = LW3 ,B = ψ̄L iγµ i(gT3 W µ + g 0 B µ )ψL + ψ̄R iγµ i (g 0 B µ ) ψR
2
|
{z2
}
eR ,νR
=
X
ψ̄iγµ i (gT3 W µ + g 0
ψ=eL ,eR ,νL ,νR
Y µ
B )ψ
2
Für die letzte Zeile ist zu beachten, dass
T3 |νR >= 0,
T3 |eR >= 0
ist, denn rechtshändige Fermionen nehmen nicht an der SU (2)L WW teil.
Die beiden Eichbosonen W3 und B koppeln in dieser Schreibweise beide an die
gleichen Teilchen. Es ist daher jederzeit möglich auch hier einen Basis-Wechsel vorzunehmen in der Form
µ µ
W3
Z
cos θW sin θW
=
µ
− sin θW cos θW
B
Aµ
ohne das sich die Physik ändert9 . Dies ist offenbar eine Rotation um den sogenannten
Weinberg-Winkel θW . Damit ergibt sich:
X
Y
iψ̄iγµ (g sin θW T3 + g 0 cos θW ) Aµ ψ
Lγ,Z =
|
{z 2
}
eν
KopplungF ermion−P hoton
Y
+ iψ̄iγµ (g cos θW T3 − g 0 sin θW )Z µ ψ
2}
|
{z
Kopplung Fermion-Z 0
8.7
Elektromagnetismus
Verlangen wir nun, dass das Feld Aµ das Photon des Elektromagnetismus ist, ergibt
sich für die elektrische Ladung Q eines Teilchens,
eQ = g sin θw T3 + g 0 cos θW
=
e
T3 +
9
e
Y
2
Y
2
Diese Ersetzung wird erst später notwendig, wenn durch den Higgs Mechanismus dem Z- Boson
eine Masse zugeordnet wird, dem Photon Aµ aber nicht.
101
Mit der Definition
Q = T3 +
Y
2
erhält man als Beziehung zwischen Weinbergwinkel und den Kopplungskonstanten
e = g sin θW = g 0 cos θW
Die Y Werte in der obigen Tabelle der Quantenzahlen wurden gerade so gewählt,
dass die Gleichung Q = T3 + Y /2 erfüllt ist.
8.8
Wechselwirkungen des Z0 mit Fermionen
In der Kopplung der Fermionen an das Z 0
gZ = g cos θW T3 − g 0 sin θW
Y
2
kann man die U (1)Y Konstanten g 0 und Y zugunsten der Parameter e und Q des
Elektromagnetismus eliminieren:
gZ =
so dass
e
(T3 − sin2 θW Q)
sin θW cos θW
µ
DγZ
= ieQAµ + igZ Z µ
Die Lagrange-Dichte ist somit:
Lγ,Z =
νeL
eL
νeR
eR
uL
dL
uR
dR
X
Q
T3
0
1
2
− 21
−1
0
−2
−1
0
−1
2
3
− 13
2
3
− 13
0
1
2
− 12
0
0
Y
−1
0
1
3
1
3
4
3
2
−3
iψ̄ iγµ (eQAµ + gZ Z µ ) ψ
eν
T3 − sin2 θW Q
2cV
2cA
1
1
−1 + 4 sin θW
−1
−1 + 4 sin2 θW
−1
−1 + 43 sin2 θW
−1
1
2
− 21
2
+ sin θW
0
sin2 θW
1
2
− 12
− 23 sin2 θW
+ 13 sin2 θW
− 23 sin2 θW
1
3
2
sin θW
102
2
1
1 − 83 sin2 θW
1 − 83 sin2 θW
4
3
2
−1 + sin θW
1
1
1
−1
Da das Z 0 eine Mischung von W3 (linkshändig) und B (links und rechthändig) kopelt es sowohl an links- als auch an rechtshändige Fermionen. Man führt daher die
Konstanten cV und cA ein, die die relative Stärke der Vektor und Axialvektor- WW
beschreiben sollen:
1
1
1
(cV − cA γ 5 )ψ =
gL (1 − γ 5 )ψ + gR (1 + γ 5 )ψ = gL ψL + gR ψR
2
2
2
1
=
(gL + gR ) − (gL − gR )γ 5 ψ
2
Damit ist
cV = gL + gR
cA = gL − gR
V ektorkopplung
Axialvektorkopplung
103
8.9
Mischung von Quarks und Leptonen
Die bisherige Darstellung der Quark- und Lepton Doubletts für die schwache WW
erlaubt nur Übergänge innerhalb eines Doubletts, also z.B.
e ↔ νe ,
u↔d
Tatsächlich findet man jedoch auch Zerfälle wie
K + → µ + νµ
Da K + = us̄ ist muss es also auch Übergänge zwischen den Generationen der
Quarks geben. Tatsächlich unterscheiden sich die Quarks der einzelnen Generationen nur durch ihre Masse, nicht aber durch ihre Quantenzahlen. Es kann daher auch
sein, dass die W - Bosonen nicht direkt an die einzelnen Generationen koppeln sondern an Linearkombinationen aus den einzelnen Generationen. Diesen Mechanismus
nennt man Quark Mischung oder, für die ersten beiden Generationen, den CabbiboMechanismus. Ähnliches existiert für die Neutrinos.
Im Folgenden wird unterschieden zwischen
Masseneigenzuständen der Quarks, also u = (u, c, t) und d = (d, s, b). Dies sind
Zustände, die in elektromagnetischen oder starken Prozessen erzeugt werden.
Schwache Eigenzustände der Quarks, also u0 = (u1 0 , u2 0 , u3 0 ) und d0 = (d1 0 , d2 0 , d3 0 ).
Hierbei sollen die ui 0 (di 0 ) Linearkombinationen der ui (di ) sein.
u0 = U u
d0 = D d
d.h. U und D sind unitäre Matrizen, die Transformationen (Rotationen) im Raum
der Generationen bewirken. Schwache WW werden diagonal in den Eigenzuständen
der schwachen WW sein, so dass entsprechende Terme für W ± - Austausch in der
Lagrangedichte die Form haben:
L =
=
=
=
=
u¯1 0 (iγµ Dµ )d1 0 + u¯2 0 (iγµ Dµ )d2 0 + u¯3 0 (iγµ Dµ )d3 0
ū0 (iγµ Dµ ) d0
ū U † (iγµ Dµ ) D d
ū (iγµ Dµ ) U † D d
ū (iγµ Dµ ) V d
Damit lässt sich die Mischung der Quarks über eine einzige unitäre Matrix V = U † D
beschreiben, die nur die d-Quarks betrifft.
104
Beachtenswert ist, dass eine solche unitäre Transformation der Quark-Zustände
für neutrale Ströme keinerlei Auswirkungen hat.
L = u¯1 0 (iγµ Dµ )u1 0 + u¯2 0 (iγµ Dµ )u2 0 + u¯3 0 (iγµ Dµ )u3 0
= ū (iγµ Dµ ) U † U u
= ū (iγµ Dµ ) u
Daher gibt daher keine Flavour-ändernden neutrale Ströme (FCNC).
Die Matrix V ist die sogenante CKM Matrix nach Cabbibo, Kobayashi und Maskawa. Eine solche 3 × 3 Matrix besitzt 3 reele Parameter und eine komplexe Phase10 .
Da Übergänge innerhalb einer Generation stark überwiegen läst sich die CKM-Matrix
nähern durch


1 − λ2 /2
λ
Aλ3 (ρ − iη)

−λ
1 − λ2 /2
Aλ2
V =
3
2
Aλ (1 − ρ − iη)
Aλ
1
Hierbei wurden nur Terme der Ordnung λ4 weggelassen. Der Parameter θc definiert
durch λ = sin Θc wird auch Cabbibo Winkel genannt. Er beträgt etwa 130 Grad,
so dass Zerfälle von der zweiten in die erste Generation um etwa einen Faktor 20
unterdrückt sind.
10
Drei weitere Phasen können in die Wellenfunktionen der Quarks integriert werden ohne die
Langrangedichte zu ändern.
105
9
Spontane Symmetrie-Brechung
Die bis hier abgeleitete Lagrangedichte beschreibt alle experimentellen Befunde zur
elektroschwachen Wechselwirkung mit Ausnahme der Massen von W, Z und γ. Ausserdem verbietet die chirale Struktur der SU (2)L Massen der Fermionen.
Explizite Brechung der Symmetrien führt zwangsweise zu einer Theorie, die nicht
renormierbar ist und damit in bestimmten Wechselwirkungen unendlich hohe Wirkungsquerschnitte vorhersagt, die physikalisch nicht sinnvoll sind.
Diese Unzulänglichkeiten der Theorie lassen sich mit neuen Symmetrie-Argumenten
für die Lagrange-Dichte und die WW nicht beheben.
Im Standard-Modell wird daher angenommen, dass nur der Grundzustand (das
Vakuum) die Symmetrie bricht. Dieser Mechanismus wird spontane Symmetriebrechung genannt. Bei lokalen Eichtheorien entspricht dies dem Higgs Mechanismus.
Als anschauliches Beispiel für eine spontane Symmtriebrechung dient ein senkrecht stehender Stab. Dieser Zustand ist invariant unter Rotationen um die Stabachse. Setzt man nun den Stab mit einer Kraft von oben unter Spannung (Potential),
so wird er sich spontan in eine beliebige Richtung biegen. Für diesen neuen Grundzustand ist die Symmetrie gebrochen und die Auslenkung des Stabs hat einen Wert,
der von Null verschieden ist.
Ein weiteres Beispiel ist ein Ferromagnet, der zunächst ungeordnete Ausrichtungen der Spins enthält. Dieser Zustand hat keine ausgezeichnete Richtung, ist also
Rotations-invariant. Spontan können sich jedoch Weis’sche Bezike ausbilden und damit der Ferromagnet insgesamt seinen Grundzustand ändern, so dass eine von Null
verschiedene Magnetisierung entsteht.
9.1
Der Higgs- Mechanismus im Standard-Modell
Im Standard-Modell wird zur Beschreibung der Masse aller Fermionen und der Masse
der SU (2)L Eichbosonen ein neues, komplexes skalares Feld postuliert. Dieses soll ein
106
SU (2)L Doublett sein und Hyperladung Y = 1 haben11 . Aus Q = T3 +
elektrische Ladung der beiden Komponenten wie angegeben.
+
φ
φ=
φ0
T3
+
φ
φ0
1
2
− 12
Y
1
1
Y
2
folgt die
Q
1
0
Tatsächlich wurde Y hier so gewählt, dass eine Komponente keine Ladung hat, so
dass später das Vakuum auch elektrisch neutral sein kann. Dieses Higgs Doublett ist
das einzige elementare Spin-0 Feld im Standard-Modell. Da φ0 und φ+ komplex sein
sollen hat dieses Doublett 4 Freiheitsgrade,
+ φ
φ1 + iφ2
φ=
=
φ0
φ3 + iφ4
Für Ausdrücke, die symmetrisch in allen vier Komponenten sein sollen, ist eine
einfache Notation z.B.
+
2
†
+
0 ∗ φ
|φ| = φ φ = (φ , φ )
= |φ+ |2 + |φ0 |2 = φ21 + φ22 + φ23 + φ24
φ0
(Hier sind + und † zu unterscheiden.)
Die gesamte Lagrangedichte dieses Spin-0 Doubletts gehorcht der Klein-Gordon
Gleichung
Lφ = |Dµ φ|2 − V (φ) ≡ (Dµ φ)† (Dµ φ) − V (φ)
wobei Dµ die bekannte kovariate Ableitung der SU (2)L × U (1)Y ist,
Dµ = ∂ µ + igTa Waµ + ig 0
Y µ
B
2
Das Potential V (φ) wird hier ebenfalls neu postuliert und nicht wie die anderen
Wechselwirkungen aus einer Eichsymmetrie abgeleitet. Es soll ebenfalls invariant
unter Eichtransformationen sein, d.h. invariant unter Änderungen der komplexen
Phase und invariant unter Rotationen zwischen φ+ und φ0 . Das Potential muss daher
symmetrisch in allen vier Komponenten sein und kann daher nur von |φ|2 abhängen.
Als Ansatz für das Potential wird gewählt:
V (φ) = µ2 |φ|2 + λ |φ|4
Es gilt:
11
Diese Wahl ist die einfachste, mit der man alle Massen erklären kann. Auch komplexere Modelle
z.B. mit zwei Higgs-Doubletts sind in Erweiterungen des Standard-Modells möglich.
107
• µ2 und λ sind neue, reelle Naturkonstanten. µ hat die Dimension einer Masse.
Der |φ|4 Term beinhaltet eine Selbstwechselwirkung des Higgs-Feldes. Dabei
muss λ > 0 sein, damit das Potential im limes großer Felder |φ| positiv ist, das
Vakuum also nicht instabil ist.
• Terme |φ|n mit n > 4 sind nicht möglich, da die Theorie sonst nicht renormierbar wäre.
• Terme mit |φ|3 lassen sich immer durch eine Umdefinierung von φ wegtransformieren.
• Terme mit |φ|1 sind nicht physikalisch.
Damit ist die angegebene Form von V die allgemeinst mögliche Wahl. Frei ist noch
das Vorzeichen von µ2 . Für µ2 > 0 bleibt der Grundzustand bei |φ| = 0, die Symmetrie ist nicht spontan gebrochen. Anders ist es bei µ2 < 0. Die Graphik zeigt das
entprechende Potential als Funktion von zwei der vier Komponenten von φ.
Das Potential ist nicht minimal bei |φ|min = 0, sondern entwickelt ein Minimum bei
|φ| = v mit dem Vakuums-Erwartungswert
r
v=
−µ2
λ
Tatsächlich gibt es in vier Dimensionen ein Kontinuum von entarteten Grundzuständen und die Lagrangedichte ist ungebrochen.
Spontane Symmetriebrechung wird durch die Wahl eines bestimmten Zustands
als Vakuum eingeführt. Da experimentell das Vakuum natürlich elektrisch neutral
ist wählen wir als Grunzustand:
1 0
φV ak = √
2 v
108
d.h. nur die relle Komponnete φ3 des neutralen Feldes bleibt. Hierzu wird eine Eichung durchgeführt
φ(x) → eigαa (x)Ta φ(x)
bei der die drei beliebigen Funktionen α(x) in der Eichtransformation so gewählt
werden, dass die drei anderen Komponenten φ1 , φ2 und φ4 Null sind. Da die Lagrangedichte invariant unter diesen Transformation ist ändert sich dadurch die Bewegungsgleichung nicht.
Zur Quantisierung entwickelt man das Potential um das Minimum v,
0
1
φ= √
2 v + H(x)
Hier stellt H(x) das Feld des physikalischen Higgs-Teilchens dar. Setzt man dies in
das Potential ein, so ergibt sich
1
1 2
µ (v + H)2 + λ(v + H)4
2
4
1 2
1
= (µ2 + λv 2 )vH +
µ + 3λv 2 H 2 + λvH 3 + λH 4
2
4
p
so dass mit v = −µ2 /λ:
V (φ) =
1
V (φ) = −µ2 H 2 + λvH 3 + λH 4
4
gilt. Dies kann wie folgt interpretiert werden:
• Der Term mit H 2 beschreibt die Masse des Higgs:
mH =
p
−µ2
• Die Terme mit H 3 und H 4 beschreiben die Selbstwechselwirkung des Higgs,
also einen 3er- und einen 4er- Vertex.
9.2
Eichboson - Higgs Wechselwirkung
Die Terme in der Lagrange-Dichte, in denen das Higgs-Feld und die Eichbosonen
gemeinsam auftreten, sind gegeben durch:
Lφ = |Dµ φ|2 − V (φ)
µ
µ
= |(∂ µ + DW
+ DγZ
) φ|2 − V (φ)
= | ∂ µ + ig(T + W + + T − W − )µ + ieQAµ + igZ Z µ φ|2 − V (φ)
109
Da das Higgs elektrisch neutral ist, Qφ = 0, entfallen alle Terme mit dem Photon
Feld Aµ , d.h. das Photon koppelt nicht an das Higgs und das Photon wird masselos
bleiben.
Bildet man für den Rest |Dµ φ|2 , so bleiben Realteil und Imaginärteil separat. Da
außerdem bei obiger Entwicklung φ+ = 0 ist gibt es auch keine Mischterme zwischen
W ± und Z 0 . Daher gilt mit ∂ µ (v + H(x)) = ∂ µ H(x):
µ
Lφ = |∂ µ φ|2 + |DW
φ|2 + |DZµ φ|2 − V (φ)
1
1
1
=
(∂µ H)(∂ µ H) + g 2 Wµ+ W −µ (v + H)2 + gZ2 Zµ Z µ (v + H)2 − V (φ)
2
4
2
Die einzelnen Terme können wie folgt interpretiert werden:
•
1
(∂ H)(∂ µ H)
2 µ
Dies ist die kinetische Energie für ein einzelnes reelles, skalares Feld H. Das
Anregungsquant dieses Feldes ist das Higgs- Teilchen.
• m2W W + W − + 12 m2Z Zµ Z µ
Da g und v konstant sind können die entsprechenden Terme mit v 2 als Massenterme interpretiert werden. Der Zahlenwert der Massen wird demnach nur von
der schwachen Kopplungskonstanten und dem Higgs-Potential festgelegt und
ist
1
1 p
mW = gv
mZ = v g 2 + g 0 2
2
2
•
+ 14 gZ2 vZZH
Dies sind WW zwischen Higgs und W, Z. Mit den obigen Massentermen folgt,
dass die Kopplungen an das Higgs proportional zu den W, Z massen sind.
•
1 2
g W + W − HH
4
1 2
g vW + W − H
2
+ 12 gZ2 vZZHH
Dies sind 4-er Vertizes zwischen den Bsonen mit jeweils zwei Higgs-Teilchen.
• Das Higgs Potential ergibt die Higgs-Masse und Selbstwechselwirkungen
p
mH = −2µ2
Die Masse des Higgs ist also nicht vorhergesagt.
Ausserdem ergibt sich
1
MW
MZ = gZ v =
2
cos θW
v = 246GeV
110
cos θW =
MW
80, 4
=
MZ
91, 2
tan θW =
g0
g
Wechselwirkungen des Higgs
9.3
Fermion-Higgs Kopplung und Fermion-Massen
Die Lagrangedichte für freie Fermionen
L = ψ̄(iγµ ∂ µ − m)ψ
beinhaltet wie beschrieben Massen-Term
Lm = −mψ̄ψ = −mψ̄ (PL + PR ) ψ = −m(ψ̄R ψL + ψ̄L ψR )
die linkshändige Doublett -Komponenten ψL und rechtshändige Singletts ψR kombinieren. Diese transformieren sich unterschiedlich, so dass die Massenterme die SU (2)L
Symmetrie verletzen. Mit dem Higgs steht jedoch ein Doublett zur Verfügung, dass
mit den Fermion-Doubletts und Singlettts so verbunden werden kann, dass das Resultat eichinvariant ist. Für das Beispiel der Quarks der ersten Generation
uL
ψL = QL =
;
uR ,
dR
dL
und dem Higgs-Doublett φ lässt sich z.B. für das d Quark schreiben:
L = −cd Q̄L φ dR + d¯R φ† QL
111
Setzt man das Higgs-Feld nach spontaner Symmetrie-Brechung
1
0
φ= √
2 v + H(x)
ein so ergibt dies
1
L = −cd √ d¯L (v + H) dR + d¯R (v + H)dL
2
v
1
= −cd √ d¯L dR + d¯R dL − cd √ H d¯L dR + d¯R dL
2
2
so dass
L = −md d¯d −
mit der Masse des d-Quarks
md
H d¯d
v
v
m d = cd √
2
Man beachte,
• Die Masse der Fermionen wird somit als Kopplungskonstante zwischen Fermionen und Higgs erklärt. Diese Kopplung selber ist aber nicht vorhergesagt, so
dass auch die Massen unbekannt sind.
• Alle Massen im Standard-Modell skalieren mit dem Vakuumserwartungswert
des Higgs. Dies ist der einzige Parameter im SM mit der Dimension [GeV].
• Das Higgs koppelt vornehmlich an die schwersten Teilchen
• Der letzte Term entspricht den Prozessen
dR + H → dL
dL → dR + H
In diesen Prozessen ist sowohl T3 als auch Y erhalten.
• Im Gegensatz zu den γ µ Kopplungen der Eichwechselwirkungen ändert sich bei
diesen sogenannten Yukawa-Kopplungen cd die Chiralität der Fermionen.
Für ähnliche Prozesse mit dem u- Quark wird ein Higgs-Doublett mit Y = −1
benötigt. Dies lässt sich als ladungskonjugierter Zustand erzeugen,
0 † (φ )
∗
φC = −iσ2 φ =
−(φ+ )†
112
Damit kann man schreiben:
L = −cu Q̄L φC uR + ūR φ†C QL
Nach spontaner Symmetrie-Brechung
1 v + H(x)
φ= √
0
2
erhält man
L = −mu ū u −
mit der Masse des u-Quarks
mu
H ū u
v
v
mu = cu √
2
Der letzte Term entspricht den Prozessen
uR + H → uL
uL → uR + H
Für die anderen Quark-Generationen und die Lepton-Generationen ergeben sich
ganz ähnliche Ausdrücke.
113
10
Lagrange-Dichte des Standard-Modells
Insgesamt ergibt sich nun als Formel für das Standard-Modell
L=
− 14 B µν Bµν − 41 Waµν Waµν
− 41 Gµν
a Gaµν
+
P
ψ
ψ̄L iγµ (∂ µ + ig σ2a Waµ + ig 0 Y2 B µ )ψL
P
+ ψ ψ̄R iγµ (∂ µ + ig 0 Y2 B µ )ψR
+
P
q
q̄iγµ (∂ µ + igs λ2a Gµa )q
+|(∂ µ + ig σ2a Waµ + ig 0 Y2 B µ )φ|2
−(µ2 |φ|2 + λ|φ|4 )
114
γ, Z 0 , W ± : Ekin
und Selbstwechselwirkung
Gluon:Ekin
und Selbstwechselwirkung
Fermion:Ekin und
Elektroschwache WW
Starke WW von
Quarks und Gluonen
Z 0 , W ± Masse,
Higgs Ekin ,
WW von Z,W mit Higgs
Higgs Masse und Selbst-WW
11
11.1
Physik des W ± und Z 0 Bosons
Standard-Modell der elektroschwachen Wechselwirkung
Die wichtigsten Aussagen des Standardmodells zur Physik der W und Z Bosonen
lassen sich wie folgt zusammenfassen:
• W und Z Bosonen haben Spin 1.
• Das W Boson reagiert nur mit linkshändigen Teilchen und rechtshändigen Antiteilchen. Es wandelt dabei e, µ, τ Leptonen in Neutrinos um oder u, c, t Quarks
in d, s, b Quarks, z.B.
e − → W − νe ,
W + → e+ νe
W + → ud¯
Die Kopplungskonstante g ∼ 0.7 für alle diese Reaktionen ist gleich groß.
• Das Z Boson koppelt sowohl an links- als auch an rechts-händige Teilchen,
allerdings unterschiedlich stark. In Wechselwirkungen mit dem Z Boson bleibt
die Flavour der beteiligten Leptonen und Quarks erhalten, z.B.
u → uZ,
e+ e− → Z,
Z → bb̄
Es gibt jeweils eine Kopplungskonstante für alle geladenen Leptonen e, µ, τ ,
Neutrinos νe , νµ , ντ , u-artigen Quarks u, c, t, sowie d-artigen Quarks d, s, b.
• Jeweils 3 oder 4 W und Z Bosonen können auch miteinander wechselwirken,
z.B.
Z → W +W −,
11.2
W + → W + Z,
W + W − → ZZ
Entdeckung von W und Z
Entdeckt wurden die schwachen Eichbosonen 1983 am CERN SP P̄√
S Collider, der
Proton-Antiproton-Kollision pp̄ bei einer Schwerpunktsenergie von s = 540 GeV
ermöglichte. (Nobelpreis: Rubia (UA1 Experiment) und Vandermer (Beschleuniger).
Das W war vorher nur aus den Zerfällen von z.B. µ sowie s, c Quarks vorhergesagt
worden, es war aber nicht bekannt, ob es sich dabei nur um eine effektive Beschreibung der Zerfälle oder tatsächlich um ein Teilchen handelte. Das Z Boson wurde aus
der elastischen Neutrino-Streuung νµ p → νµ p gefolgert. Der Zusammenhang zwischen
der Masse des W und des Z war nur theoretisch im heute so genannten Standardmodell postuliert worden. Für das SPPS wurden durch Umkehrung des Neutron-Zerfalls
d → ue− ν̄e
115
!h
Abbildung 12: W- Produktion in Proton-Proton Kollisionen
die Reaktionen
und
ūd → W − → e− ν̄e
ud¯ → W + → e+ νe
vorhergesagt. Analog aus “Crossing” der Neutrino-Streuung (mit der Ersetzung ν →
e):
uū → Z 0 → e+ e−
dd¯ → Z 0 → e+ e−
Außerdem wurde erwartet, dass W und Z nicht nur in Elektronen sondern auch in
Myonen zerfallen können sollten.
Die Kinematik der Ereignisse kann wie folgt verstanden werden: Seien x1 , x2 die
Quark-Impuls-Bruchteile im Proton und Antiproton, dann ergibt sich die W - Masse
aus
2
MW
= (x1 p1 + x2 p2 )2 ≈ x1 x2 s
Da x1 6= x2 möglich ist folgt, dass das W einen Impuls entlang der Strahlachse
haben kann. Da das Neutrino nicht gemessen werden kann muss MW mit Hilfe der
transversalen Impuls-Bilanz bestimmt werden. Hierfür gilt im Idealfall
p~T e = −~pτ ν
Für kleine e, ν Massen gilt pT,max = MW /2, der so genannte Jakobi-Peak.
Dieser Wert ist invariant unter Lorentz-Transformationen entlang der Strahlrichtung, also auch unabhängig von den Unbekannten x1 und x2 . Weitere Hadronen,
116
Abbildung 13: Oben: Bild eines Ereignisses im UA1 Experiment am CERN. Gezeigt
sind geladene Teilchen als Kreisbahnen im Magnetfeld in der Spurkammer sowie
Energien in den Kalorimeter-Zellen. Unten: Das gleiche Ereignis. Gezeigt sind aber
nur Spuren mit einem Impuls transversal zum Strahlrohr von pT > 1 GeV. Nur eine
Spur bleibt, die als Myon identifiziert wurde. Angedeutet ist auch die Richtung des
fehlenden Transversalimpulses pT,miss , der aus Impulserhaltungsgründen folgt.
die in den Ereignissen entstehen, tragen nur sehr wenig pT , so dass pT e ≈ pT ν auch
tatsächlich beobachtet wird.
117
Abbildung 14: Jakobi-Peak für die Rate von W-Zerfällen als Funktion des transversalen Impulses der Leptonen aus dem Zerall.
Abbildung 15: Im UA1 beobachtete Korreltation zwischen pt,e und pt,ν sowie Winkelverteilung der Leptonen.
11.3
Breit-Wigner Resonanzkurve für instabile Teilchen
Für ein freies, stabiles Teilchen gilt im Ruhesystem (E = M, p~ = 0)
ψ(t) ∼ e−i(Et−~p~x) = e−iM t
Für instabile Teilchen lautet das Zerfalls-Gesetz:
wobei
|ψ(t)|2 = |ψ(0)|2 e−Γt
1
τ
die gesamte Zerfallsbreite, τ die Lebensdauer und Γ als Summe der Partialbreiten
aller Zerfallskanäle ist:
X
Γ=
Γi
Γ=
i
118
Für instabile Teilchen wird daher als Ansatz gewählt:
ψ(t) ∼ e−iM t e−Γt/2 ∼ e−i(M −iΓ/2) t
Das heißt, man kann für instabile Teilchen die Ersetzung
M → M − iΓ/2
vornehmen, z.B. auch für den Propagator
1
1
→
2
s−M
s − (M − iΓ/2)2
Für die Erzeugung und den anschließenden Zerfall eines instabilen √
Teilchens (z.B.
eines W oder Z) mit Masse M und bei einer Schwerpunktsenergie s ist der Propagator des instabilen Teilchens entscheidend. Der Propagator und damit auch das
Matrixelement M ist für ein stabiles Teilchen proportional zu
M∼
und daher für ein instabiles Teilchen
M∼
1
s − M2
1
1
1
=
≈
s − (M − iΓ/2)2
s − M 2 + Γ/4 + iM Γ
s − M 2 + iM Γ
wobei die Näherung Γ << M für eine schmale Resonanz benutzt wurde. Für die
Zerfallrate wird |M|2 benötigt,
|M|2 ∼
1
(s −
M 2 )2
+ M 2 Γ2
Dies ist die relativistische Breit-Wigner Funktion für Erzeugung und Zerfall einer
Resonanz.
Für eine extrem schmale Resonanz kann man diese Funktion durch eine δ- Funktion nähern,
1
π
|M|2 ∼
≈
δ(s − M 2 )
2
2
2
2
(s − M ) + M Γ
MΓ
119
Abbildung 16: Breit-Wigner Rsonanzkurve mit Γ =Halbwertsbreite =
ˆ Energieunschärfe.
11.4
W, Z und γ im Standard-Modell
Die W und Z Bosonen koppeln an Ströme von Fermionen die die folgende Struktur
haben: W : nur linkshändige Fermionen:
−igW
ū √ γ µ (1 − γ 5 )u
2 2
V-A
Z
0
−igW µ f
γ (cV − cfA γ 5 )u
2
Im Standard-Modell gilt für die Kopplungen des W
ū
gW =
ge
sin θW
und des Z:
gZ =
ge
sin θW cos θW
Hierbei ist die elektromagentische Kopplung
ge ≈ 0.3
und der Weinberg-Winkel θW ≈ 28, 6°, also
sin2 θW ≈ 0.23
Weiter gilt für das Verhältnis der Massen von W und Z:
MW
= cos θW
MZ
120
f
cV
cA
1
1
νe νm u ντ
2
2
e µ τ
− 12 + 2 sin2 θW − 21
1
1
− 43 2 sin2 θW
u c t
2
2
2
1
2
d s b
− 2 + 3 2 sin θW − 21
Die Begründung für diese Kopplungen hängt mit der Mischung von γ und Z zusammen. Die SU (2)L hat die Kopplung g und gilt für W ± und W 0 . Die U (1)y gat die
Kopplung g 0 und gilt für das B 0 . B 0 und W 0 mischen zu γ, Z 0
0
Bµ
Aµ
cos θW sin θW
=
− sin θW cos θW
Zµ
Wµ0
Vektor- und
Axialvektor-Kopplung
11.5
Z 0 -Physik an e+ e− Beschleunigern
Am bisher höchst-energetischen e+ e− Beschleuniger LEP (“Large Electron-Positron
Accelerator”) wurden von 1989 - 2000 bei Schwerpunktsenergien von zunächst 90
GeV (Masse des Z) und später bis zu 208 GeV Daten genommen.
√
• LEP-I (1989-1993): Z-Physik, s ≈ 90 GeV, 18.000.000 Z produziert;
√
• LEP-II (1996-2000): W-Physik, 160 < s ≤ 209 GeV, 80000 W’s
e+ e− → Z 0 → e+ e−
µ+ µ−
τ +τ −
νe ν̄e
νµ ν̄µ
ντ ν̄τ
uū
dd¯
}
}
}
Leptonenpaare
(einfach)
unsichtbar
2 jets
ss̄
cc̄
2 jets + suche nach c, b Zerfällen
bb̄
Der Wirkungsquerschnitt ergibt sich aus der Interferenz von Photon- und ZBeiträgen, d.h. der |Summe der Matrixelemente|2
√
e+ e− → γ/Z 0 → µ+ µ−
bei s ∼ MZ
↑ ↑
Interferenzen
}
121
LAKE GENEVA
GENEVA
CERN
POINT 8.
POINT 2.
CERN Prévessin
POINT 4.
POINT 6.
DELPHI
SPS
e - Electron
+
e Positron
OPAL
ALEPH
LEP
Abbildung 17: Der LEP Beschleuniger am CERN.
√
Aufgrund der Form des Z- Propagators ist zu erwarten, dass bei kleinen s der
Photon-Beitrag dominiert, d.h. σ ∼ 1/s. Nahe der Z- Masse überwiegt der Z-Beitrag,
√
während der reine Photon- Beitrag nur noch ∼ 1% ausmacht. Bei sehr großen s wird
die Z Masse im Propagator unwichtig und der Wirkungsquerschnitt fällt wiederum
∼ 1/s.
Für das Matrixelement des Prozesses
e+ e− → Z → µ+ µ−
gilt
gZ2 µ e
ūγ (cV − ceA γ 5 )v
4
gµν − qµ qν /MZ2
×
s − MZ2 + iMZ ΓZ
× ūγµ (cµV − cµA γ 5 )v
Me+ e− →Z 0 →µ+ µ− =
122
e+ e−
Propagator
µ + µ−
45)(9"66<><"%(';'%?>(8$'(><@A6'
''
µµ
!!
BB
!"#$%&'()*+(,'-'$.(//0/102113
45)(6'789-(((((,+(:8;<'$
=
Abbildung 18: Ereignisse des ALEPH Experiments bei LEP mit Paaren von Elektronen, Myonen, τ ’s und Quarks.
Abbildung 19: Feynman-Graphen für Fermion-Paar-Produktion in e+e− Kollisionen.
Für den Wirkungsquerschnitt folgt daraus
σe+ e− →Z 0 →µ+ µ− =
12πs
Γee Γµµ
2
MZ (s − MZ2 )2 + MZ2 Γ2Z
|{z}
↑
123
!"#$%&'()*+(,'-'$.(//0/102113
45)(6'789-(((((,+(:8;<'$
Abbildung 20: Wirkungsquerschnitt für e+ e− → Hadronen, von LEP und älteren
Beschleuniger-Experimenten.
totale Breite
Hierbei ist ΓZ die totale Breite des Z (d.h. 1/Lebensdauer), die sich aus den
Partialbreiten ergibt:
mitΓZ = 3 · ΓZ→νν + 3Γee + |{z}
3 ·(3Γdd + 2Γνν )
|{z}
↑
Farbe
Γνν
Γee
Γdd
Γuu
=
=
=
=
↓
t̄ zu schwer
GF MZ3 = 167M eV
ΓZ 0 →e− e+ + ΓZ 0 →e− e+ = 4 sin2 θW Γνν = 84M eV
L R
R L
370M eV
287M eV
124
2
125
Es gilt also Lepton-Universalität
σµµ = στ τ
Für e+ e− → e+ e− verhält sich der WQ anders, da weitere Diagramme möglich sind.
Genau an der Polstelle bei s =
σ∼
die Relation:
MZ2
folgt aus
siehe Bhabha-Streuung.
1
(s −
im Peak:
MZ2 )2
+ MZ2 Γ2
σmax =
12π Γee Γf f
MZ2 Γ2Z
A'$("B(?'#C$<%"(>-D'E
Γ2Z enthält alle Fermionen, auch “unsichtbare” Neutrinos. Daher kann man auch die
Anzahl der unsichtbaren Zerfallsprodukte , der Neutrinos, messen.
e+ e− → q q̄
!K
G((((@'8E#$'@'%C("B(6#@<%"E<C-(HI*8A*8J((=(/1
126
((((((I*8A*8(9$"EE(E'9C<"%(9869#68C<"%(((((((((L(/1!K
((((((2%F("$F'$(9869#68C<"%($8F<8C<;'(9"$$+(((((=(/1!K
%"(C-D'E("(M(B8@<6<'E(N.6
Die Daten zeigen:
• Es gibt nur 3 ν-Sorten mit Mν < MZ /2 mit Kopplungen, die den StandardModell Zνν- Kopplungen entsprechen.
• Oft wird das so interpretiert, dass es nur 3 Generationen von Fermionen gibt.
Es kann aber durchaus weitere Neutrino-Sorten geben, die schwerer als ca.
MZ /2 ≈ 45 GeV sind. In diesem Fall sind auch weitere Generationen von
geladenen Leptonen und Quarks möglich. (siehe auch: Chirale Anomalie).
• Auch jenseits des Standard-Modells kann es nur dann weitere Teilchen X mit
Massen MX < 45 GeV geben, wenn die Kopplungen dieser Teilchen an das Z
sehr viel kleiner sind als die der schwachen WW der bekannten Fermionen.
11.6
WW Produktion in e+ e+ − Kollisionen
Durch Einbau supraleitender Beschleuniger-Elemente wurde die Schwerpunktsenergie des LEP Beschleunigers auf 160 bis 209 GeV gesteigert (LEP-II Phase). Dadurch
konnten W - Bosonen paarweise erzeugt werden.
e+ e− → W + W −
Abbildung 21: Feynman-Diagramme für e+ e− → W + W − Produktion über γ/Z und
Neutrino-Austausch.
MW - Messung nahe der kinématischen Schwelle Nahe der kinematischen
Schwelle hängt der theoretische Wirkungsquerschnitt stark von der Massse des W ab,
so dass bei einer genauen Messung der Ereignisrate (und der Schwerpunktsenergie)
direkt die Masse MW abgelesen werden kann.
127
%76! G.+! /+%.21! &,+1! 6+(2@! %.$+,.2(1! -2$! %.+! %! A&'$B! @',! '(,2! &,+1! -2$! %.+!
S#33,! 62,207! T0-2$%&0'%+(=! %.+! A&'0%&/! *2$$+*%#20,! #0%$21&*+1! 6=! %.+! SN! '$+!
(23'$#%./#*P! %.&,! 02%! ',! ,+0,#%#<+! ',! %.2,+! -$2/! %.+! %! A&'$B7! U0+! *2&(1! 20(=!
+,%'6(#,.!%.'%!%.+!S#33,!62,20!/',,!.'1!%2!6+!,/'((+$!%.'0!VNN!O+"!K:EW!X7H7RP!
,++!D#37;7!8%!#,!'0!#/)2$%'0%!*20,%$'#0%!,#0*+!#0!%.+!>?!%.+!S#33,!/',!@',!20(=!
*20-#0+1! %2! 6+! 6+%@++0! 9! O+"! '01! 9! G+"7! G.+! *2/)'$#,20! @#%.! %.+! 1#$+*%!
,+'$*.+,P!'(,2!,.2@0!#0!D#37;P!@#((!6+!1#,*&,,+1!('%+$!E7!
!
D#37Q7!G.+!%2%'(!*$2,,!,+*%#20!-2$!5Y)'#$!)$21&*%#20!'%!H4IV7!G.+!+Z)+$#/+0%'(!1'%'!
'$+!*2/)'$+1!@#%.!%.+!>?!)$+1#*%#20!'01!'(,2!@#%.!%.+!)$+1#*%#20,!',,&/#03!20(=!Ȟ
+!
Abbildung 22: Links: Theoretischer
W - Wirkungsquerschnitt für verschiedene MW
√W+Z*.'03+!'01!02![55!*2&)(#03!C62%.!+Z*(&1+1!6=!%.+!1'%'F7!
nahe der kinematischen Schwelle, s ≈ 2MW . Rechts: Gemessener WQ im Vergleich\ Y
8$"9&/&)'* %"(/4$"%"'#/* (#* :;8<6! G.+! ,%&1=! 2-! %.+! $+'*%#20! + + ! Æ! 5\5Y!
zur theoretischen Vorhersage für
den Wert von MW , der am Besten zu den Daten
'((2@+1!)$+*#,#20!/+',&$+/+0%,!2-!%.+!5!/',,!'01!%.+!)$22-!2-!%.+!'0"#.'1$'*%2*
passt. Auch gezeigt sind die theoretischen
Wirkungsquerschnitte falls es nur jeweils
./'*.("3,'*+%#%1"$*&'(.'0*455P!$+A&#$+1!6=!%.+!>?P!D#37Q!]7!
eines der beiden Feynman-Diagramme geben sollte.
√
MW - Messung aus den Zerfallsprodukten Bei etwas höheren s hingegen wird
der WQ fast unabhängig von M
hoher Luminosität
! W . In diesem Bereich wurde mit
!
gemessen und MW direkt aus den Zerfallsprodukten rekonstruiert. Zur Steigerung
der Genauigkeit wurde dabei ein “kinematischer Fit” durchgeführt, bei dem die Messungen der Teilchen im Rahmen der Fehler so optimiert wurden, dass bei bekannter
Strahlenergie die Energie- und Impulserhaltung bestmöglich erfüllt wird und gleichzeitig die beiden W - Bosonen die gleiche Masse haben, MW,1 = MW,2 . Da die sehr
genau bekannte Strahlenergie benutzt wird kann so auch MW mit hoher Genauigkeit
bestimmt werden.
Messung der 3-Boson- Kopplung Das erste der gezeigten Feynman-Diagramme
beinhaltet die γW W und die ZW W - Kopplung (triple gauge coupling). Diese werden
im Standard-Modell exakt vorhergesagt, d.h.
• Das W ist einfach geladen und hat damit die gleiche Kopplung an das γ wie
ein Elektron.
√
• Die W W Z Kopplung ist (bis auf Faktoren wie 2) die gleiche Konstante (g)
¯
wie die des W an Fermionen, z.B. W eν oder W ud.
Wie man sieht beschreibt die Summe aus γ, Z und Neutrino-Austausch die gemessene
Rate sehr genau. Dies ist eine sehr wichtige Bestätigung der SU (2)L Symmetrie und
128
Tracker Calibration
• MomentumAbbildung
scale calibration
23: Aus den Zerfallsprodukten berechnete W - Masse vor (offene Symbole)
und nachfor(Punkte)
• Largest systematic
muons dem kinematischen Fit im L3- Experiment bei LEP. Links für
den Zerfallskanal W W → q q̄eν̄, rechts für W W → q q̄q 0 q̄ 0 .
• Constrain/Calibrate with
– J/ψ → µ+µ−
des Konzepts der nicht-Abelschen Eichtheorie.
– ϒ(1S) → µ+µ−
• Cross-check with Z → µ+µ−
11.7
mµµ(ϒ(1S))
W und Z Produktion in pp̄ Kollisionen
mµµ(Z)
∆mW = 17 MeV
Abbildung 24: Aus den Zerfallsprodukten berechnete Z- Masse für Z → µ+ µ− vom
CDF Experiment am Tevatron. Die Kalibration der Messung der Myonne wurde so
angepasst, dass sich möglichst gemau die von LEP bekannte Z- Masse ergibt.
√
In pp̄ Kollisionen werden bei hohem s die W und Z Bosonen mit sehr hohen
Wirkungsquerschnitten produziert. Da aber immer nur ein Teil der Proton-Energie
in die WW eingeht muß die W und Z Masse aus den Zerfallsprodukten rekonstruiert
werden. Da die Masse und Wechselwirkungen des Z sich nicht sehr von denen des
129
W unterscheiden wird die bekannte Z Masse und die gute Massen-Rekonstruktion
bei Z → e+ e− und Z → µ+ µ− benutzt um den Detektor zu kalibrieren und so die
Messung von MW zu optimieren.
Die MW - Bestimmung erfolgt z.B. über die Verteilung des Transversalimpulses
der Leptonen im Zerfall W → µν, W → eν. Genauer (weil unahängiger von einem möglichen Transversalimuls des W ) ist aber die Messung über die sogenannte
“transversale Masse”,
mT (eν)2 = (PT,e + PT,ν )2 − (P~T,e + P~T,ν )2
Diese Definition ist ähnlich wie die der invarianten Masse (für masselose e, ν gilt z.B.
Ee = Pe )
M (eν)2 = (Pe + Pν )2 − (P~e + P~ν )2
Der Wert von mT liegt immer im Bereich
0 ≤ mT (eν) ≤ M (eν)
und kann direkt aus dem Elektron und dem fehlenden Transversalimpuls im Ereignis
berechnet werden. Im Gegensatz zu M (eν) benötigt man also nicht die (nicht messbare) longitudinalen
Impulskomponente des Neutrinos. Die Verteilung zeigt ein klares
Fits for W Width
e Mass Fits
Electron
Muon mmT
ctron mT
Muon mT
T
Abbildung 25: Links: Transversale
Masse MT des W für W → µν vom CDF Experiment nahe von MW /2. Rechts: Anpassung der Breite des W bei hohen MT .
hey give a result of
• Combined they give a result of
Maximum und einen steilen Abfall bei größeren Werten von mT . Die abfallenden
Flanke ±
hängt
dabei
ab
mW = 80417 ± 34(stat)
34(sys)
MeV
ΓW = 2032 ± 71(stat + sys) MeV
2
P(χ ) = 20%
P(χ2)•= von
7% der experimentellen Auflösung;
• vom Transversal-Impuls des W . Hierfür muss also die PT,W - Verteilung theoretisch berechnet werden;
• von der Zerfallsbreite ΓW des W .
Berücksichtigt man dies so kann man diese Breite durch Anpassung der Vorhersage
an die Daten bestimmen.
130
W-Boson Mass [GeV]
W-Boson Width [GeV]
TEVATRON
80.420 ± 0.031
TEVATRON
2.046 ± 0.049
LEP2
80.376 ± 0.033
LEP2
2.196 ± 0.083
Average
80.399 ± 0.023
Average
2.085 ± 0.042
χ2/DoF: 0.9 / 1
χ2/DoF: 2.4 / 1
−
NuTeV
80.136 ± 0.084
pp indirect
2.141 ± 0.057
LEP1/SLD
80.363 ± 0.032
LEP1/SLD
2.091 ± 0.003
LEP1/SLD/mt
80.365 ± 0.020
LEP1/SLD/mt
2.091 ± 0.002
80
80.2
80.4
mW [GeV]
80.6
2
2.2
ΓW [GeV]
July 2010
2.4
July 2010
Abbildung 26: Messungen der W - Masse und Breite.
11.8
Polarisierung im W-Zerfall
In der pp̄ Streuung enstehen W Bosonen hauptsächlich durch die Prozesse
u + d¯ → W + → µ+ + νµ
ū + d → W − → µ− + ν̄µ
Da das u Quark im Mittel höhere Impulsanteile x am Proton trägt als das d¯ wird sich
das W + vornehmlich in Richtung des Proton - Impulses bewegen. In der Abbildung
ist dazu die Vorhersage der W - Asymmetrie
A(yW ) =
NW + − NW −
NW + + NW −
als Funktion der Rapidität yW des W gezeigt,
yW =
1
E + Pz
ln
2
E − Pz
Im Zerfall des W enstehen z.B. Myonen, deren Ladung gemessen werden kann.
Zu beachten ist aber, dass wegen der Paritätsverletzung der schwachen WW das W
polarisiert ist, z.B: W −
Damit liegt auch die Vorzugsrichtung der µ− fest. Gemessen wird dann die µ- Asymmetrie
Nµ+ − Nµ−
A(ηµ ) =
Nµ+ + Nµ−
131
als Funktion der Pseudorapidität ηµ des µ,
0.2
0.2
0.15
CTEQ6.6 prediction
DØ Preliminary
pT,µ > 20 GeV, pT,! > 20 GeV
Run IIa, pT > 20 GeV
0.1
0.1
0.05
-0
-0
-0.1 -0.05
-0.2
-0.1
-0.3
-0.15
-0.4
-0.2
-2.5
-2
-2
p > 0 GeV
T,W
0 < p < 5 GeV
T,W
5 < p <Generation
10 GeV level
T,W
10 < p < 15 GeV
T,W
p > 15Detector
GeV
level
T,W
-1.5
-1.5 -1
-1-0.5
0
-0.5
0.50
1 0.5 1.5
0.4
0.3
0.2
Asymmetry
0.3
Muon Charge Asymmetry
0.4
Asymmetry
W production Asymmetry
θ
ηµ = − ln (tan ( ))
2
0.2
CTEQ6.6 prediction
0.1
0.05
0.1
-0
-0
-0.1
-0.05
-0.2
-0.1
-0.3
-0.15
(a) W production
20 GeV
(a) asymmetry,
Run IIa, pT p>
20>GeV
T,µ
8
Preliminary
!
0.15 pµ > 20DØ
GeV, p > 20 GeV
T
Run IIb,T pT > 20 GeV
-0.4
-0.2
-2.5
-2-2
2.5
12
1.5
2
Rapidity
Pseudorapidity
3
p > 0 GeV
T,W
0 < p < 5 GeV
T,W
5 < p <Generation
10 GeV
level
T,W
10 < p < 15 GeV
T,W
p > 15 Detector
GeV
level
T,W
-1.5-1.5 -1
-0.5
-1
0
-0.5
0.50
1 0.5 1.5
2.5
12
1.5
2
Rapidity
Pseudorapidity
(b) Muon charge
> GeV
20 GeV
(b)asymmetry,
Run IIb, pTpT,µ
> 20
0.1
T,!
T
0.1
0.05
0.2
Asymmetry
T,µ
Muon Charge Asymmetry
0.2
Asymmetry
W production Asymmetry
Abbildung 27: Links: Vorhersage für die W Asymmetry als Funktion der W - Ra0.4
0.2
CTEQ6.6 prediction
prediction
pidität,
Rechts:
Vorhersage und Messungen 0.4der 0.2µ-CTEQ6.6
Asymmetrie
als Funktion der µDØ
Preliminary
0.3 0.15 20 < p < 35 GeV, p > 20 GeV
0.3
0.15 20 < p DØ
< 35Preliminary
GeV, p > 20 GeV
Pseudorapidität.
Run IIa, 20 < p < 35 GeV
Run IIb, 20 < p < 35 GeV
0.1
µ
!
T
T
T
0.1
0.05
Das
Experiment bestätigt damit die Standard-Modell
Vorhersage für die W - Ei-0
-0
-0
-0
genschaften:
Es
hat
Spin
=
1
und
koppelt
nur
an
linkshändige
Fermionen und rechts-0.1 -0.05
-0.1 -0.05
p > 0 GeV
p > 0 GeV
händige
Antifermionen.0 < p < 5 GeV
0 < p < 5 GeV
-0.2
-0.2
-0.1
-0.1
T,W
T,W
T,W
-0.15
-0.4
-2.5 -0.2
-2
-2
-0.3
T,W
-1.5
-1.5 -1
-1-0.5
0
-0.5
0.50
1 0.5 1.5
2.5
12
1.5
2
Rapidity
Pseudorapidity
0.3
0.2
0.1
-0
0.3
0.2
CTEQ6.6 prediction
DØ Preliminary
Run
IIa,ppT > 20
35 GeV
p > 35
GeV,
T,µ
T,!
0.1
0
-0.1
p > 0 GeV
T,W
0 < p < 5 GeV
T,W
5 < p < 10 GeV
T,W Generation level
10 < p < 15 GeV
T,W
p > 15Detector
GeV
level
-0.1
-0.2
-0.3
-0.2
-0.4
-2.5 -0.3
-2
-2
T,W
-1.5
-1.5 -1
-1-0.5
0
-0.5
0.50
1 0.5 1.5
2.5
12
1.5
2
Rapidity
Pseudorapidity
(e) W production
35 GeV
T,µ
(e) asymmetry,
Run IIa, pT p>
35>GeV
T,W
-1.5-1.5 -1
-0.5
-1
0
-0.5
0.50
1 0.5 1.5
2.5
12
1.5
2
Rapidity
Pseudorapidity
(d) Muon charge
< GeV
35 GeV
(d)asymmetry,
Run IIb, 2020<<pTpT,µ
< 35
Muon Charge Asymmetry
0.4
Asymmetry
W production Asymmetry
(c) W production
35 GeV
(c) asymmetry,
Run IIa, 20 20
< p<T p<
35<GeV
T,µ
5 < p <Generation
10 GeV
level
T,W
10 < p < 15 GeV
T,W
p > 15 Detector
GeV
level
-0.15
-0.4
-2.5 -0.2
-2-2
0.4
0.3
0.2
0.1
-0
Asymmetry
-0.3
T,W
5 < p <Generation
10 GeV level
T,W
10 < p < 15 GeV
T,W
p > 15Detector
GeV
level
0.3
0.2
CTEQ6.6 prediction
DØ Preliminary
IIb,p pT>>20
35GeV
GeV
p > 35Run
GeV,
T,µ
T,!
0.1
0
-0.1
p > 0 GeV
T,W
0 < p < 5 GeV
T,W
5 < p < 10 GeV
T,W Generation level
10 < p < 15 GeV
T,W
p > 15 Detector
GeV
level
-0.1
-0.2
-0.3
-0.2
-0.4
-2.5 -0.3
-2-2
T,W
-1.5-1.5 -1
-0.5
-1
0
-0.5
0.50
1 0.5 1.5
2.5
12
1.5
2
Rapidity
Pseudorapidity
(f) Muon charge
> GeV
35 GeV
(f)asymmetry,
Run IIb, pTpT,µ
> 35
132 charge
FIG.FIG.
1: Theory
predictionofof muon
W production
asymmetryasand
muon
asymmetry
W p T ranges:
aboveand
0 GeV
2: Comparison
charge asymmetry
a function
of η between
MCinatdifferent
the generation
level (blue)
detector
(blue),
0-5(red)
GeVfor
(red),
GeVRun
(green),
10-15
(cyan),
GeV
(pink).
The
top row is the predictions for
level
Run 5-10
IIa and
IIb, for
pT >GeV
20 GeV,
20 and
< pTabove
< 35 15
GeV,
and
pT > 35
GeV.
muons with pT,µ > 20 GeV, center row is for 20 < pT,µ < 35 GeV, and the bottom row is for pT,µ > 35 GeV.
12
12.1
Starke Wechselwirkung
Quarks und Gluonen
Experimentell gibt es durch zahlreiche Messergebnisse Evidenz für eine innere Struktur der Nukleonen (Protonen und Neutronen).
• Das Volumen von Atomkernen nimmt linear mit der Anzahl der Protonen und
Neutronen zu. Dies deutet auf eine feste geometrische Ausdehnung der Nukleonen mit einem Radius von ca. 1 fm hin.
• In der tief-inelastischen Elektron-Proton Streuung, e + p → e + X wird ein
Wirkungsquerschnitt gemessen, der nicht dem einer homogenen, strukturlosen
Ladungsverteilung innerhalb des Protons entspricht, sondern der sich aus der
Summe von Streuprozessen der Elektronen an einzelnen, punktförmigen Ladungsträgern (den Quarks) erklären lässt. Auf diese Art wurden die Quarks an
Experimenten am SLAC entdeckt.
• Der totale Wirkungsquerschnitt von Proton-Anti-Proton Kollisionen ist etwa
gleich groß wie die daraus berechnete Querschnittsfläche eine Protons
√ von A =
π(1f m)2 = 0.31mb und steigt leicht mit der Schwerpunktsenergie s. Dies
√ ist
6
+ −
ca. 10 mal größer als der Wirkungsquerschnitt für e e Streuung bei s =
1GeV , der zudem mit der Schwerpunktsenergie fällt.
• Durch Streuung mit Photonen oder anderen Protonen lassen sich ein Spektrum
von angeregten Zuständen der Protonen erzeugen, die anschließend wieder in
Protonen, Neutronen und Pionen zerfallen.
Das Proton ist also ausgedehnt und damit nicht elementar, sondern besteht aus
“Partonen”. Die Natur der Partonen ist ebenfalls bekannt:
• Quarks: In der e+ e− Streuung wird die Produktion von “Jets” von Teilchen
beobachtet. In den meisten Fällen entstehen 2 entgegengerichtete Jets gleicher
Energie, deren Winkelverteilung gegenüber den einlaufenden Teilchen genau
wie bei der Produktion von µ+ µ− ist, also
dσ
∼ 1 + cos2 Θ∗
dΩ
Es ist daher anzunehmen, dass die Jets aus der Produktion von Spin 1/2 Teilchen, den Quarks, entstehen.
• u und d Quarks Der Aufbau der leichtesten Hadronen lässt sich mit nur zwei
Quark-Sorten erklären, den up und down Quarks mit den elektrischen Ladungen qu = 2/3 e, qd = −1/3 e.
133
2
10
⇓
Σ− p
➘
−
p (p) p
➚
π∓p
K∓p
10
Total cross section (mb)
1
γp
⇓
10
10
10
10
-1
-2
-3
⇓
γγ
√
s GeV
-4
1
10
10
2
10
3
Re (T )
Im (T )
0.2
−
pp
4
⇓
⇓
0.1
10
K−p
π p
−
0.0
⇓
-0.1
pp
π+p
-0.2
K+p
√
s GeV
1.6
10
2
10
3
10
4
10
√
1.6
10
134
2
10
3
10
s GeV
4
10
√
s GeV
1.6
10
2
10
3
10
4
10
Baryonen
p = (uud)
n = (udd)
0
Mesonen
π + = ud¯
¯
π 0 = √12 (uū + dd)
¯
π − = du
• Gluonen: In der e+ e− Streuung wird in typisch 10 % Fälle nicht nur zwei
sondern 3 Jets beobachtet, wobei die Winkelverteilung der Jets untereinander
mit der Erwartung für die Abstrahlung eines Spin 1 Teilchens (“Gluon”) von
einem Spin 1/2 Teilchen (Quark) übereinstimmt. Auf diese Weise wurde das
Gluon am PETRA Beschleuniger bei DESY entdeckt.
• Starke Kopplungskonstante αs : Die Häufigkeit von etwa 10% dieser 3-Jet Ereignisse deutet auf eine große Kopplungskonstante zwischen Quarks und Gluonen
hin, αs ≈ 10 αem .
Die Natur der Wechselwirkung zwischen Quarks und Gluonen hängt, in Analogie
zur elektromagnetischen Wechselwirkung, mit einer erhaltenen “Ladung der Starken
Wechselwirkung”, zusammen::
• Farbe: Eine der Baryon-Resonanzen, dass ∆++ , trägt doppelte elektrische Ladung und Spin 3/2. Es besteht demnach aus 3 u Quarks. Wegen des PauliPrinzips können aber identischen Fermionen nicht im gleichen Zustand sein.
Daher müssen die drei Quarks des ∆++ = (uuu) in drei unterschiedlichen Zuständen einer neuen, inneren Quantenzahl, der Farbe, vorkommen können.
• Das W ± Boson der schwachen Wechselwirkung zerfällt drei mal häufiger in
Quark-Paare als in Lepton-Paare.
• Das Verhältnis
σe+ e− →Hadronen
,
σe+ e− →µ+ µ−
der Streuung in Hadronen oder Myonen zeigt Resonanzen und erhöht sich
stufenweise um Beträge von
2
2
1
2
oder 3 ·
3·
3
3
¯ ss̄, cc̄, bb̄
was auf die Paar-Weise Erzeugung neuer Quarks e+ e− → uū, dd,
hindeutet.
R=
• Skala der QCD: Die Zerfallsbreite (oder Energieunschärfe = 1/Lebensdauer)
der Hadron-Resonanzen beträgt typisch etwa 200 MeV. In der gleichen Größenordnung liegt die Masse des Pions (leichtestes Hadron), und auch 1/Radius des
Protons. Der Wert ΛQCD ≈ 200M eV wird daher als Skala der QCD bezeichnet.
Die Existenz und Größe dieser Skala wird später aus der Energie-Abhängigkeit
von αs und damit dem Confinement erklärt.
135
12.2
Nicht-Abelsche Eichtheorie
Die Therie der starken Wechselwirkung ist die Quantenchromodynamik (QCD), eine lokale, nicht-abelsche Eichtheorie, die auf der Symmetrie-Gruppe SU (3)C der drei
Farben der Quarks beruht (C steht für “Colour”). Solche Einchtransformationen stellen eine Verallgemeinerung der aus der Elektrodynamk bekannten Eich-Invarianz dar
und sind die Grundlage für die Theorien der Teilchenphysik und ihrer Vorhersagekraft. Exemplarisch wird zunächst die QCD (SU (3)C ) behandelt und das gefundene Prinzip anschliessend auch für die elektroschwache Wechselwirkung angewendet
(SU (2)L × U (1)Y ).
12.2.1
Übersicht zu Eichtheorien
Die einzelnen Schritte zur Ableitung der Naturgesetze aus dem Prinzip der lokalen
Eichinvarianz sind (ohne Higgs-Mechanismus)
1. Postuliere Fermion-Felder für Quarks und Leptonen
2. Postuliere lokale Eich-Invarianz der Lagrange-Dichte
Für die QED ist dies eine U(1) Phasen-Rotation.
Für die QCD ist dies eine SU(3)C Rotation der Farb-Freiheitsgrade rot-grünblau.
3. Sortiere Fermionen in SU (N )-Multipletts
Für die QCD sind dies die Quark-Zustände


u-rot
u-grün
u-blau
4. Aus der Forderung nach Eichinvarianz folgen
• neue, masselose Spin-1 Bosonen (N 2 − 1 Bosonen für SU (N )).
• eine neue Kopplungskonstante zwischen Fermionen und Eichbosonen
• eine bestimmte Form der WW (γ µ - Kopplung)
L = iψ̄γµ Dµ ψ
mit Dµ = ∂ µ + igs Ta Gµa
5. Addiere kinetische Energie für Vektorfelder
1
LG,eich = − Gµν
Ga,µν
4 a
µ ν
µ ν
ν µ
Gµν
a = ∂ Ga − ∂ Ga + gfabc Gb Gc
136
6. Die Vorhersage einer Selbst-Wechselwirkung der Bosonen, mit gleicher Kopplungskonstante, ist in diesem Term bereits enthalten, falls die Eichtransformation nicht kommutieren (nicht-abelsche Eich-Gruppe)
[Ta , Tb ] = ifabc Tc
12.2.2
Lagrange-Dichte der QCD
Grundlage der Quanten-Chromo-Dynamik (QCD) und der schwachen Wechselwirkung sind nicht-Abelsche Eichtheorien, bei denen also die Symmetrie- Transformationen von einem kontinuierlichen Parameter abhängen und im Allgemeinen nicht vertauschbar sind. Die QCD basiert auf der Symmetriegruppe SU (3), also der unitären
Transformationen in drei Dimensionen mit detU = +1. Viele der hier beschriebenen
Eigenschaften gelten aber auch z.B. fuer die SU (2) der schwachen Wechselwirkung.
Man betrachtet drei wechselwirkungsfreie Dirac-Teilchen (Quarks) mit gleichen
Massen aber verschiedenen Farben r=rot, g=grün, b=blau)
L = ψ̄r (iγ µ ∂µ − m)ψr + ψ̄b (iγ µ ∂µ − m)ψb + ψ̄g (iγ µ ∂µ − m)ψg .
Man führt nun ein Triplett im 3-dim Raum der Farb-Zustände ein, das eine verallgemeinerte Form des Dirac-Feldes darstellt,
 
ψr
ψ =  ψb 
ψg
oder in etwas anderer Notation:
 
1

ψr = 0 ,
0
 
0

ψb = 1 ,
0
 
0

ψg = 0 .
1
Damit kann man die Lagrange-Dichte auch einfach schreiben als
L = ψ̄(iγ µ ∂µ − m)ψ,
wobei sowohl über die Spinor-Indizes als auch die Farb-Indizes summiert werden soll.
Dies funktioniert nur bei gleichen Massen der drei Farb-Zustände.
Diese Lagrange- Dichte ist invariant unter Rotationen im Farb-Raum. Postuliert
man, dass diese Symmetrie auch lokal gelten soll, so kann man die Rotationen darstellen als unitäre Transformationen, die sowohl die Komponenten ψr,b,g verändern
als auch deren Phasen.
ψ → ψ 0 = U ψ.
Hier ist U eine 3 x 3 Matrix im Farbraum, mit U † U = 1, so dass man U schreiben
kann als
ψ 0 = eigs αa (x)Ta ψ.
137
• gs ist eine reelle Konstante, die wir später mit der starken Kopplungskonstanten
identifizieren werden.
• Die reellen Funktionen αa (x) sollen von Ort und Zeit abhängen, d.h. wie bei
der QED fordern wir, dass die Symmetrie lokal gültig sein soll.
• Die Größen Ta sind linear unabhängige hermitesche 3 x 3 Matrizen im Farbraum, die man die Generatoren der SU (3)C nennt (Index C für “Colour”).
Die Ta müssen so gewählt werden, dass mit αa Ta (Summation über a) jede
beliebige Rotation beschrieben werden kann.
Für eine solche 3x3 Matrix benötigt man im Allgemeinen 9 relle Zahlen. Wegen der
Bedingung detU = +1 folgt jedoch, dass es für die SU (3) nur 8 linear unabhängige Ta
gibt. Wir werden sehen, dass daraus auch die Existenz von 8 verschiedenen Gluonen
folgt12 . Die Gruppe ist nicht Abelsch, da die Generatoren im Allgemeinen nicht
vertauschen, sondern Kommutator-Relationen erfüllen,
[Ta , Tb ] = ifabc Tc .
Die Konstanten fabc werden Strukturkonstanten der SU(3) genannt. Aus der Unitarität U † = U −1 folgt αa Ta = αa∗ Ta† . Eine mögliche Darstellung der Generatoren
Ta = λa /2 sind die sogenannten λ Matrizen,




0 1 0
0 −i 0
λ1 = 1 0 0 λ2 =  i 0 0
0 0 0
0 0 0




1 0 0
0 0 1
λ3 = 0 −1 0
λ4 = 0 0 0
0 0 0
1 0 0




0 0 −i
0 0 0
λ5 = 0 0 0 
λ6 = 0 0 1
i 0 0
0 1 0




1 0 0
0 0 0
λ7 = 0 0 −i λ8 = √13 0 1 0 
0 0 −2
0 i 0
Die Strukturkonstanten sind antisymmetrisch bei Vertauschung von zwei Indizes,
√
f123 = 1,
f458 = f678 = 3/2
1
f147 = f246 = f257 = f345 = f516 = f637 = .
2
Allgemein hat eine SU (N ) Gruppe demnach N 2 − 1 Generatoren und die entsprechende Eichtheorie N 2 − 1 unterschiedliche Eichbosonen.
12
138
Alle nicht durch Vertauschung zweier Indizes hieraus ableitbaren fabc sind Null. Wegen αa = αa (x) sind die Ableitungen
∂µ ψ 0 = ∂µ (U ψ) 6= U ∂µ ψ,
so dass die obige Langrange- Dichte nicht eichinvariant ist. Ähnlich wie in der QED
wird daher die Ableitung ∂µ durch eine kovariante Ableitung ersetzt,
Dµ = ∂ µ + igs Ta Gµa
Die Gµa sind dabei 8 neue Vektorfelder, die den Gluonen entsprechen (ein Gluonfeld
für jeden Generator). Damit wird die Lagrange- Dichte zu
L = ψ̄(iγµ Dµ − m)ψ
= ψ̄(iγµ ∂ µ − m)ψ − gs ψ̄ (γµ Ta Gµa ) ψ
Der letzte Term stellt eine Wechselwirkung zwischen den Quarks und den Gluonen
dar, wobei offenbar die Generatoren festlegen, welches Quark mit welcher Farbe ein
bestimmtes Gluon abstrahlen kann. Diese Lagrange-Dichte ist eichinvariant unter
infinitesimalen SU (3)C Transformationen, falls
µ
Gµa → G0 a = Gµa − ∂ µ αa (x) − gs fabc αb (x)Gµc
Der letzte Term ist neu in der SU (3)C im Vergleich zur QED und notwendig, da die
Generatoren Ta nicht vertauschen. Für die kinetische Energie der Gluonen werden
Feldstärke-Tensoren definiert als
µ ν
µ ν
ν µ
Gµν
a ≡ ∂ Ga − ∂ Ga − gs fabc Gb Gc .
Auch hier ist der letzte Term neu im Vergleich zur QED und notwendig, damit die
kinetische Energie der Gluonen,
1
LG,kin = − Gaµν Gµν
a ,
4
eich-invariant ist. Es existiert also ein Tensor für jedes Gluon und über alle Tensoren wird summiert. Bei nicht-Abelschen Symmetrien vertauschen die SymmetrieOperatoren nicht (fabc 6= 0). Daher enthält der Ausdruck LG,kin nicht nur Terme
quadratisch in den Ableitungen der Felder, also die kinetische Energie der Gluonen,
sondern auch Terme mit ∼ gs (Gµa )3 und ∼ gs2 (Gµa )4 . Diese Terme stellen Wechselwirkungen der Gluonen mit sich selber dar13 , wobei die Kopplungskonstante gs genau
gleich zur Kopplung der Quarks an Gluonen sein muss. Die Selbstwechselwirkung
der Gluonen ist verantwortlich für
13
Eine solche Selbstwechselwirkung existiert nicht für die Photonen der QED, da es für die U (1)
nur eine Ladung gibt und daher auch keine Strukturkonstanten.
139
• die große Anzahl von Feynman-Diagrammen zu Prozessen der QCD,
• den Anstieg der (renormierten) Kopplung bei großen Abständen zwischen Farbladungen. Dies ist auch der Grund für das Confinement zwischen den Quarks
und Gluonen, also der Beobachtung, dass es keine freien Farb-Ladungen sondern nur freie Farb-Singletts gibt.
Die Selbstwechselwirkung der Gluonen bedeutet auch, dass die Gluonen selber Farbe
tragen. Die gesamte, sogenannte Yang-Mills Lagrange-Dichte der QCD ist damit
1
L = ψ̄(iγµ Dµ − m)ψ − Gaµν Gµν
a
4
1
Gaµν Gµν
= ψ̄(iγµ ∂ µ − m)ψ − gs ψ̄ (γµ Ta Gµa ) ψ −
|
{z
}
|
{z
}
|4 {z a }
Massen-Term
Quark ψ koppelt 8 Gluonen
+Ekin (ψ)
mit Stärke gs an 8 Ekin (Ga ) ∼ G2
→ Propagator
Gluon-Felder Gνa
+. . . gs G3 3-Vertex
+. . . gs2 G4 4-Vertex
12.3
QCD in der e+ e− Vernichtung
Wie bereits erwähnt werden bei dem Prozess e+ e− → Hadronen hauptsächlich 2-Jet
Ereignisse und nur in etwa 10% der Fälle 3-Jet Ereignisse beobachtet. Diese Ereignisse werden in der QCD interpretiert als Produktion von 2 Quarks beziehungsweise
von 2 Quarks, die ein weiteres Gluon mit großem Öffnungswinkel zur Quark-Richtung
abstrahlen.
In der 3-Jet Produktion kann man den Spin der Gluonen direkt aus den Winkelverteilungen der Jets bestimmen. Dazu sortiert man die Jets nach ihren Energien
E1 > E2 > E3 und bestimmt, im Schwerpunktssystem der beiden niederenergetischen
Jets j2 + j3 , den Winkel zwischen diesen Jets und dem höchstenergetischen Jet j1 .
Diese Verteilung dieser Winkel Θ̃ aus vielen Ereignissen am PETRA Beschleuniger
zeigt, dass Gluonen Spin-1 haben.
140
Abbildung 29: 2-Jet Ereignis (links) und 3-Jet Ereignis (rechts) im OPAL Experiment
am LEP e+ e− Beschleuniger.
Abbildung 30: Verteilung der Winkel zwischen 3 Jets bei PETRA mit Vorhersagen
für Spin-0 und Spin-1 GLuonen.
141
In der 4-Jet Produktion ist der Wirkungsquerschnitt sensitiv auch auf die Selbstwechselwirkung der Gluonen, da sowohl die Quarks als auch Gluonen weitere Gluonen
abstrahlen können. Eine hierauf sensitive Messgröße ist der Winkel zwischen den beiden Ebenen, die von den beiden Jets höchster beziehungsweise niedrigster Energie
aufgespannt werden (Bengsten-Zerwas Winkel). Im Vergleich zu den Messdaten zeigt
Abbildung 31: Jet Raten für 2,3, und 4 Jets bei LEP als Funktion des Abstandsmaßes
zwischen den Jets (links), sowie die Verteilung des Bengtson-Zerwas Winkels zwischen
den 4 Jets (rechts).
die QCD Vorhersage eine gute Übereinstimmung mit den Jet-Raten und Winkelverteilungen. Aus den Verhältnissen der Jet-Raten und den Winkelverteilungen lassen
sich die Farb-Faktoren bestimmen, die die relative Wahrscheinlichkeit der Abstrah142
lung von Quarks oder Gluonen angeben. In der QCD liegen durch die Eichsymmetrie
die Verhältnisse fest,
CA /CF = 4/9,
TF /CF = 3/8.
Beide Werte sind mit den Daten sehr gut in Übereinstimmung. Vorhersagen für viele
Abbildung 32: Bestimmung der Farb-Faktoren der starken Wechselwirkung in der
e+ e− Streuung bei LEP im Verleich zu theoretischen Vorhersagen verschiedener Eichgruppen.
andere Eichgruppen können dagegen ausgeschlossen werden. Insbesondere für eine
nicht-Abelsche Gruppe, bei der es keine Selbstwechselwirkung der Gluonen gibt, ist
CA = 0. Interpretiert man die 3 Farb-Freiheitsgrade als drei unabhängige Ladungen
entsprechend einer Gruppe U (1)3 , so wäre CF /TF = 3. Dies ist jedoch komplett
ausgeschlossen, wie die Messung zeigt.
12.4
Streuprozesse mit Hadronen
Grundsätzlich sind Streuprozesse mit Hadronen im Anfangs- oder Endzustand sehr
komplex, denn:
• Jedes Hadron besteht aus mehreren Partonen, die fortwährend miteinander
wechselwirken. Solche Vielteilchenprozesse sind in der Regel theoretisch nicht
detailliert berechenbar.
143
• Die Selbstwechselwirkung der Gluonen führt zu einem Anstieg der Kopplungsstärke mit dem Abstand und erreicht bei ca. 1 fm einen Wert nahe eins, so dass
eine Störungsrechnung in Potenzen von αs nicht mehr konvergiert.
Trotzdem haben Streuprozesse mit Protonen im Anfangszustand zu wichtigen Erkenntnissen in der Teilchenphysik geführt. Hierzu gehören die tief-inelastischen ElektronProton Streuung (Entdeckung der Quarks im Proton am SLAC) und p− p̄ Kollisionen
(Entdeckung der schweren b und t Quarks am Fermilab sowie der W und Z Bosonen
am CERN).
Wie im Folgenden erklärt können diese und andere Prozesse mit Hadronen bei
hohen Impulsüberträgen im Rahmen der perturbativen QCD beschrieben werden,
indem man Parton-Verteilungen der Protonen mit partonischen Wirkungsquerschnitten faltet. Grundlage hierfür sind Faktorisierungstheoreme der QCD.
12.4.1
Tief-inlastische Streuung
Abbildung 33: Feynman-Diagramm für tief-inelastische Streuung.
Die tief-inelastische Elektron-Proton Streuung (oder allgemeiner Lepton-Nukleon
Streuung, Abkürzung “DIS” für “deep inelastic scattering”) ist der Prozess
e+p→e+X
wobei X einen Endzustand aus Hadronen darstellt. Tief-inelastisch bedeutet, dass
sowohl der 4-Impulsübertrag Q2 = −t zwischen Elektron und Proton als auch die
invariante Masse MX aller Hadronen im Endzustand groß ist gegenüber der Skala
der starken Wechselwirkung (hier die Masse des Protons).
Q2 Mp2
MX Mp
Diese Forderungen stellen sicher:
144
• Das räumliche Auflösungsvermögen
∆x ≈ 1/ Q Rp
reicht aus um Strukturen im Inneren des Proton-Radius Rp = (200MeV)−1
aufzulösen.
• Die Reaktionsdauer des DIS- Prozesses
tDIS ≈ 1/ Q tQCD
ist deutlich kleiner als die typische Fluktuationsdauer tQCD des Protons in ein
Parton und einen wie immer gearteten Rest des Protons. Diese Zeit ist typisch
gegeben durch die Skala der QCD, also etwa (200 MeV)−1 .
• Für große Q2 ist die starke Kopplungskonstante zahlenmäßig klein und damit der Beitrag von QCD- Diagrammen höherer Odnung ebenfalls klein und
berechenbar.
• Bei großen Werten von MX Mp in einem Ereignis wurde offenbar mehr als
nur das Proton im Endzustand erzeugt, d.h. der Prozess ist inelastisch. MX
entspricht dann der gesammten Energie aller Hadronen und ist damit auch ein
Mass für den Phasenraum der Hadronen.
P Bei großen Werten von MX zeigt es
sich experimentell, dass auch MX MHadronen erfüllt ist, so dass der Phasenraumfaktor für den Übergang Parton → Hadron eins ist. Anders ausgedrückt
können die produzierten Quarks und Gluonen mit Wahrscheinlichkeit eins in
Hadronen übergehen. Damit kann der Prozess der Streuung an Hadronen auf
Rechnungen mit Quarks und Gluonen zurückgeführt werden.
Insgesamt bedeutet also ein hoher Werte des Impulsübertrags Q2 , dass eine Momentaufnahme der Fluktuationen des Protons aufgenommen wird, wobei große Werte von
Q2 einer hohen Zeitauflösung von kleinen Strukturen innerhalb des Protons entsprechen. Aus vielen Streuprozessen bei hohen Q2 und hohen MX läst sich damit ein
statistisches Bild der Fluktuationen der Partonen im Proton ermitteln.
12.5
Faktorisierung
Die oben diskutierte Vorstellung einer Momentaufnahme des Protons bei harten Prozessen (d.h. hohen Impulsüberträgen) ist auch die Grundlage des Faktorisierungstheorems der QCD. Dieses sagt aus, dass sich der Wirkungsquerschnitt für DIS und
andere Prozesse mit Protonen in Faktoren zerlegen lässt:
• Parton-Dichtefunktionen (PDFs) für Quarks und Gluonen,
fq/p (x, Q2 )
145
fg/p (x, Q2 )
B&(>*(=0?%&( ](?%&*(0/56@ X>6#1;7*>6A!*>J(??(6
!"#$%&&'
:;<=>*0?0(*56@?A
B&(>*(C#7(*
,-.D###ı
E##FGH) I FGH) I
Abbildung
34: Zeitlicher
Ablauf einer
Proton-Proton-Streuung
und Elemente der
B*(6656@ 06#46=(0'( C0= <5*J(* 567#';6@(* 3(0%&K(0=(
Faktorisierung.
! 1;*=( LLD#@*>M(* 26(*@0(N/(*=*;@ OPP#QR(ST######ļ <5*J( 3(0%&K(0=( OUU#Q#FCT
V;=*0WA2'(C(6=(D##)(*=5*/;=0X( 3(%&656@ 06#Y*7656@(6 X>6#D?O,ZT
HierbeiC5M
ist FN* [(7(6 !*>J(?? 6(5 /(*(%&6(= K(*7(6
pi = x pp)(*=5*/;=0X
! L(0%&( 46=(0'(D#C0= ';6@(* 3(0%&K(0=(+#60%&=
!;*=>6A
S(*=(0'56@(6+#!;*=>6A$%&;5(*+#1;7*>60?0(*56@
und damit beschreibt x der Bruchteil des 4-er Impulses pi , den ein Parton i
\60X(*?(''D#@'(0%& FN* ;''( !*>J(??(
14
am
4er-Impuls pp des Protons trägt . Die PDFs sind damit charakteristisch für die
!"#$%&'()(*+###,-.#/(0
1234#567#81-###################################################
innere Struktur
des Protons, d.h. die langreichweitigen Wechselwirkungen der
Partonen untereinander und das Confinement. Die PDFs lassen sich daher auch
nicht perturbativ berechnen. Sie werden allerdings auch vom Auflösungsvermögen Q des Prozesses abhängen und diese Abhängigkeit von Q ist berechenbar
(Skalenverletzung der PDFs).
• Wirkungsquerschnitt für den elastischen, harten Sub-Prozess, also z.B. für
e+u → e+u oder d+g → d+g . Dieser wird von der Schwerpunktsenergie ŝ des
Subprozesses und dem Impulsübertrag Q2 abhängen, σ̂(ŝ, Q2 ). Er kann mit den
bekannten Mitteln der Störungsrechnung beschrieben werden. Für DIS ist z.B.
der Wirkungsquerschnitt (bis auf die Quark-Ladung qq ) gleich dem eµ → eµ
Wirkungsquerschnitt (Q2 = −t):
1 ŝ2 + û2
dσeq
= qq2 qe2
dt
8πŝ2 t2
Insgesamt ist damit der Wirkungsquerschnitt für DIS gegeben durch die Summe über
alle Quark-Flavour
X Z
dx fi/p (x, Q2 ) dσ̂eq→eq
dσep→eX =
i
14
Dies ist nur sinnvoll in einem Intertialsstem, in dem sich das Proton mit großer Energie Ep >>
Mp bewegt, so dass die Massen von Proton und Parton keine Rolle spielen und x gleichzeitig den
Impulsbruchteil und den Energiebruchteil des Partons beschreibt.
146
9
12.6
Messung der Parton-Dichteverteilungen
Die PDFs wurden zuerst am SLAC und später bei höheren Schwerpunktsenergien
in fixed-Target DIS Experimenten vermesen. Die genauesten Daten stammen vom
HERA Beschleuniger am DESY, der bis 2007 Elektronen mit 27,6 GeV und Protonen
mit 920 GeV zur Kollision brachte. In diesen Experimenten wird
X
F2 =
qi2 x fi/p (x, Q2 )
i
gemeesen, also eine Linearkombination der Quark-PDFs. Andere Messungen z.B.
Abbildung 35: Bild eines DIS Ereignisses im ZEUS Experiment bei HERA. Elektronen laufen von links ein, protonen von rechts. Erkennbar ist das gestreute Elektron,
ein gestreuter Jet und die Fragementationsreste des Protons ganz links.
mit W -Austausch oder an Deuteronen ergeben andere Linearkombination. An alle
verfügbaren Messungen werden dann Funktionen für die PDFs angepasst. Hierbei
wird ausserdem sichergestellt, dass die Summenregeln für die Quark-Flavour und
den Gesammt-Impuls erfüllt sind.
147
xf
Abbildung 36: Messung von F2 von HERA bei ausgewählten Werten von Q2 .
H1 and ZEUS
1
Q2 = 10 GeV2
HERAPDF1.0
0.8
exp. uncert.
model uncert.
parametrization uncert.
xuv
0.6
xg (× 0.05)
0.4
xdv
xS (× 0.05)
0.2
10-4
-3
10
10-2
10-1
x
1
Abbildung 37: Die Parton-Dichteverteilungen xf (x) für die Valenz-Quarks (xuv , xdv ),
die See-Quarks (xS = 2x(ū + c̄ + d¯ + s̄)) sowie die Gluonen (xg) bei einem Impulsübertrag von Q2 = 10 GeV2 . Die Gluon-Dichte und die See-Quark-Dichte wurde
um einen Faktor 20 verkleinert dargestellt. Die Breite der Bänder entspricht den
Unsicherheiten.
148
12.7
Perturbative QCD in der Quark und Gluon Streuung
Abbildung 38: Feynman-Graphen für 2 → 2 Prozesse zur Jet-Produktion an HadronBeschleunigern.
An Hadron-Beschleunigern treten Quarks und Gluonen sowohl im Anfangs- als
auch im Endzustand auf. Feynman-Diagramme für 2 → 2 Prozesse von Quarks
und Gluonen haben eine sehr ähnliche Struktur wie die fundamentalen Prozesse der
QED, da die Quarks Spin-1/2 haben und über eine γ µ - Kopplung mit den Spin-1
Gluonen wechselwirken. Es gilt also ebenfalls Chiralität-Erhaltung am Vertex, so
dass die Matrixelemente neben den Propagatoren für Quarks und Gluonen auch die
entsprechenden Winkelverteilungen, ausgedrückt in Mandelstam-Variablen, haben.
Neu ist jedoch, dass bei unbestimmter Farbe im Anfangs- und Endzustand über
alle möglichen Farb-Kombinationen summiert werden muss. Hierdurch erklären sich
die Vorfaktoren für die Matrixelemente. Für einen Vergleich der QCD Berechungen
mit Daten z.B. von pp̄ Beschleunigern benötigt man allerdings noch zusätzlich die
Impulsverteilung der Quarks und Gluonen im Proton.
149
Abbildung 39: Matrixelemente für 2 → 2 Prozesse zur Jet-Produktion an HadronBeschleunigern.
150
Abbildung 40: Eine Messung der Jet-Wirkungsquerschnitte am Tevatron pp̄ Beschleuniger bei einer Schwerpunktsenergie von 2 TeV als Funktion des transversalen Impulses PT und der Pseudorapidität η der Jets.
151
13
Loops und Legs
Aus der Form der Lagrangedichte lassen sich die vorhergesagten Vertizes der Theorie
und die entsprechenden Vertexfaktoren ablesen.
Die bisher gezeigten Feynman-Diagramme sind jedoch jeweils nur die Diagramme
der niedrigsten Ordnung.
Bei der Berechnung von Matrixelemente für Wirkungsquerschnitte oder Zerfallswahrscheinlichkeiten entspricht die Summe aller möglichen Feynman-Diagramme daher einer Störungsreihe, d.h. einer Reihenentwicklung des Matrixelements nach Potenzen der Kopplungskonstanten α = g 2 /(4π). Für das Beispiel
e+ e− → µ+ µ−
in der QED (d.h. nur Photon-Austausch), unterscheidet man:
1. Niedrigste Ordnung (LO: Leading Order, Born Diagramm): σ ∼ α2
2. reelle Korrekturen
e + e − → µ+ µ− γ
initial state reaction (ISR)
3. Virtuelle Korrekturen
σ ∼ α3
final state radiation (FSR)
(Schleife, Loop)
a) Propagator-Loop (Vakuum-Polarisierung)
b) Vertex-Korrektur
152
σ ∼ α4
c) Korrektur der externen Linien
Bei der Berechnung dieser Diagramme bestehen prinzipielle Probleme. Bei ISR und
FSR, d.h. der Abstrahung reeller Teilchen (hier Photonen), können diese z.B. sehr
niederenergetisch sein (“infrarot”) oder parallel zum abstrahlenden Fermionen (“collinear”). In diesen Fällen wird der Propagator des Fermions sehr groß werden.
Bei Schleifen-Diagrammen gilt 4-er Impulserhaltung an den Vertizes, aber trotzdem kann der Impuls der Fermionen in der Schleife beliebig große oder beliebig kleine
Impulse annehmen. Zur Berechnug dieses Matrixelements muss daher über alle möglichen Impulse der internen Fermionen integriert werden. Diese Integrale sind aber
in der Regel unendlich, so dass man sie nur bis zu einer Obergrenze der umlaufenden
Impulse ausführen kann. Dies ist ein ganz allgemeines Problem der Quantenfeldtheorie und führt dazu, dass die Kopplungskonstanten von dieser Grenze anhängen
werden und ist der Ursprung für die “laufenden Koplungskonstanten”. Auch Massen
zeigen das gleiche Verhalten. Beide Effekte sind im Folgenden näher erklärt.
153
13.1
QED: Laufende Kopplungskonstanten
Wir betrachten den Prozess e+ e− → µ+ µ− . In niedrigster Ordnung ergibt sich das
Matrixelement aus den Feynman-Regeln mit dem Fermion-Strom z.B. des Elektrons
µ
J12
= ige v̄1 γ µ u2
und dem Photon-Propagator
−igµν
q2
zu
µ
M = −J12
gµν
J34,ν
q2
Für die erste Schleifen-Korrektur laufe ein Fermion (dominant ein Elektron) der
Masse m. Der 4-er Impuls des Photons q teilt sich, so dass der 4-er Impuls des einen
Fermions p sei und der des anderen Fermions dementsprechend q −p. Es gibt so keine
Einschränkung für die Komponenten von p.
Mit dem dem Propagator des umlaufenden Fermions
i(γα pα + m)
p2 − m2
folgt für das Matrixelement
Z
d4 p
−ige4 µ
γµ (γα pα + m) γν (γα (q − p)α + m)
M =
J12
Tr
J34,ν
q4
(2π)4
p2 − m2
(q − p)2 − m2
Im Vergleich zur niedrigsten Ordnung ergibt sich also eine Veränderung des Propagators:
−i
Mit
gµν
q2
→ −i
gµν
1
− 4 Iµν
2
q
q
Iµν = −igµν q 2 I(q 2 )
154
ergibt sich als Lösung
ge2
I(q ) =
12π 2
2
Z
∞
m2
dp2
−6
p2
1
Z
0
q 2 z(1 − z)
dz z(1 − z) ln 1 +
m2
Der erste Term ist logarithmisch divergent. Man erzetzt den maximalen Impuls
p2 → ∞ durch einen cut-off M2 (und setzt später: M2 → ∞) Das zweite Integral, f (q 2 /m2 ), ist endlich. Das Integral hat dann die Grenzwerte
ge2
M2
ge2 q 2
ln
+
12π 2 m2
60π 2 m2
2
2
g
M
I(q 2 ) ≈ e 2 ln 2
12π
q
q 2 klein:
I(q 2 ) ≈
q 2 groß:
Das Matrix-Element für beide Diagramme zusammen ist dann
q2
ge2
M2
2 µ −gµν
J34,ν
M = −ge J12
1−
ln 2 − f ( 2 )
q2
12π 2
m
m
Man führt nun die renomierte elektrische Kopplung ein
r
M2
g2
gR ≡ ge 1 − e 2 ln 2
12π
m
Diese ersetzt die “nackte” Kopplung ge aus der Lagrange-Dichte. Damit ist das ME:
q2
gR2
2 µ −gµν
M = −gR J12
f ( ) J34,ν
1+
q2
12π 2 m2
Der cut-off der Divergenz, M , ist absorbiert in der renormierten Kopplung gR . Beobachtbar ist nur der WQ des Prozesses. Dieser hängt nur von gR ab. Die nackte Kopplung ist also keine Observable, sondern nur ein Parameter in der Lagrange-Dichte,
der erst renormiert werden muss. Allerdings hängt gR explizit vom Impulsübertrag
(q 2 ∼ 1/Abstand) im Prozess ab. Insbesondere ist
r
q2
g 2 (0)
gR (q 2 ) = gR (0) 1 + R 2 f ( 2 )
12π
m
Häufig benutzt man statt dessen auch die Feinstruktur-Konstante
αR =
gR2
4π
für die entsprechend gilt
αR (0)
q2
αR (q ) = αR (0) 1 +
f( 2 )
3π
m
2
155
großer Abstand
kleiner Abstand
virtuelle e e -Paare
+ −
Die Abschirmung durch die Vakuum-Polarisation entspricht der laufenden Kopplungskonstante.
Messung: in Bhabha Streuung bei LEP:e+ e− → e+ e−
q 2 klein: α =
1
137
q 2 ≈ 100GeV : α =
156
1
128
13.2
QCD: Laufende Kopplung
QED
In der QED tragen in der Photon-Propagatoren nur die geladenen Fermionen bei.
2
Als einziges geladenes Boson wird das W -Boson wird erst bei Q2 > MW
relevant.
QCD
In der QCD gibt es wie in der QED die Fermion-Beiträge der Quarks, aber zusätzlich
zur QED die Gluon-Selbstwechselwirkung.
Die Vakuum-Polarisation durch Gluonen trägt entgegengesetzt zum Quark-Anteil
bei. Dies liegt am unterschiedlichen Spin für Quarks und Gluonen. Man findet
αs (Q2 ) =
αs (µ2 )
1+
αs (µ2 )
(33
12π
2
− 2nf ) ln Qµ2
wobei Nf die Anzahl der Quark-Flavour mit m2q < Q2 ist. Mit
Λ2QCD
2
= µ exp
−12π
(33 − 2nf )αs (µ2 )
157
ucture functions and other determinations of similar accuracy. This
9.2 (left), where the various inputs to this combination, evolved to
e shown. Fig. 9.2 (right) provides strongest evidence for the correct
of the scale dependence of the strong coupling.
!")
α &*+,-
0..B)1'.+#<,(-)2-#,,.$('J
.>.?))I''(A(+#,(&'
G.#H;)!"#$%&'(#
!"(
!"%
!"$
)
8/)
#
K"+;)4LLM
!"#
!"#$
!E0
!"#%
α & (Μ ')
#
α < (Μ F) = 0.1184 ± 0.0007
#!
,*./012
#!!
ft: Summary of
measurements of αs (MZ2 ), used as input for the
folgt:
12π
of the
ue; Right: Summary of measurements
αs (Q2of
) =αs as a function
Q
(33
−
2n
)
ln
f
Λ
scale Q. Both plots are taken from Ref. 172.
2
2
QCD
Der Zahlenwert für ΛQCD ≈ 250M eV ist die Skala, bei der die starke WW stark wird.
Dies definiert die Bindungsenergie und gleichzeitig den Radius der Hadronen. Daraus
ergibt sich auch die Masse z.B. des Protons. Ebenfalls begründet dies, dass Quarks
gebunden sind (“confinement”) sowie die “Asymtotische Freiheit”. Die Messungen
von αs sind inzwischen sehr genau. Der Zahlenwert wird in der Regel an der Skala
Q2 = MZ2 der Z-Masse angegeben, da bei dieser Energie die Messungen bei LEP
besonders genau waren.
July 30, 2010 14:57
αS (MZ2 ) = 0.1184 ± 0.0007
Wie man sieht bestätigen die Messungen bei verschiedenen Q2 die theoretische Vorhersage der Energie-Abhängigkeit der Kopplungskonstanten sehr exakt.
158
13.3
Renormierung in höheren Ordnungen
Um allgemeiner die Form der Renormierungs-Gleichungen zu verstehen betrachten
wir eine dimensionslose Observable R (z.B. eine Winkelverteilung in einem Streuprozess). Im Grenzfall hoher Impulse und hoher Impulsübeträge Q2 wird R nicht mehr
von den Massen der Teilchen abhängen, so dass die einzige dimensionsbehaftete Größe Q2 ist. Bei der Berechnung von Loop-Beiträgen zu R muss man zur Vermeidung
der ultravioletten Divergenz (also unendlich hoher Impulse in der Loop) einen wilkürlichen cut-off µ2 einführen. Der Wert der Observablen R darf schlußendlich aber
nicht von µ2 abhängen. Damit kann R nur noch vom Verhältnis Q2 /µ2 und von der
Kopplung α abhängen,
Q2
R = R( 2 , α)
µ
und es muss gelten:
d
R=0
dµ2
Damit folgt die Renormierungs-Gruppengleichung (RGE)
Q2
2 ∂
2 ∂α ∂
2 d
R( , α) = µ
+µ
µ
R=0
dµ2 µ2
∂µ2
∂µ2 ∂α
Jede explizite µ2 -Abhängigkeit von R muss daher in jeder Ordnung der Störungstheorie durch eine entsprechende Abhängigkeit bei ∂α/∂µ2 kompensiert werden. Mit
den dimensionslosen Größen
t = ln
Q2
,
µ2
β(α) = µ2
∂α
∂µ2
und µ2 ∂/∂µ2 = −∂/∂t folgt
∂
∂
− +β
R=0
∂t
∂α
Um µ zu eliminieren definiert man die “laufende Kopplungskonstante” α(Q2 ) durch
Z
α(Q2 )
t=
dx
α(µ2 )
1
β(x)
und leitet dies nach Q2 ab,
∂t
1
1
∂α(Q2 )
=
=
∂Q2
Q2
β(α(Q2 )) ∂Q2
159
oder
β(α(Q2 )) = Q2
∂α(Q2 )
∂α
=
2
∂Q
∂t
Setzt man diesen Ausdruck für β in die RGE ein so ist diese offenbar immer erfüllt.
Die Observable R und auch β kann als Störungsreihe in α berechnet werden,
β(α) = −bα2 1 + b0 α + b00 α2 + ...
In der QED findet man
b=
In der QCD ist
−1 X 2
e
3π i i
33 − 2nf
12π
153
− 19nf
b0 =
2π(33 − 2nf )
b=
Bricht man diese Reihenentwicklung nach einer bestimmten Ordnung ab, so ergibt
sich die Formel für α in dieser Ordnung. Für nur die erste Ordnung heist das z.B.
β(α(Q2 )) = Q2
∂α(Q2 )
= −bα2 (Q2 )
∂Q2
und damit
α(µ2 )
2
α(Q ) =
13.4
2
1 + α(µ2 ) b ln Qµ2
Renormierung der Massen
Die Loops in den externen Linien tragen zur Selbstenergie der Teilchen bei.
Dies führt ganz analog zur laufenden Kopplung zu einer laufenden Masse. Gemessen
wurde dies bisher nur mit ausreichender Genauigkeit beim b-Quark bei LEP. Für
andere Quarks ist entweder die Massenbestimmung zu ungenau (u, d, s, c), oder der
Q2 -Bereich nicht groß genug. Für Leptonen ist der Effekt zu klein für eine Beobachtung.
160
!
"#$%&'()"*+,-$.
!
/"0%,$$1%',0$#2
5V
)#$3+&*+'1.
!
6a
'1$0%',*"+1$3%"
!
("00%$1*$#+17%+
161
13.5
Renormierbarkeit des Standard-Modells
In einer renormierbaren Theorie sind alle berechenbaren Observablen endlich. Das
Standard-Modell ist eine solche Theorie. Bedeutend ist der Beweis von G. t’Hooft:
Nur lokale Eichtheorien sind renormierbar.
Beispiele im Standard-Modell:
1. ν-Wirkungsquerschnitt νp → eX
In der Fermi-Theorie der schwachen WW hat die Kopplung GF die Dimension
GeV −2 . Für s → ∞ folgt aus Dimensionsgründen
σ ∼ G2F · s
Im Standard-Modell wird das W eingeführt und damit GF →
folgt, dass σ endlich bleibt.
g
2 +Q2 .
MW
Daraus
• Allgemein gilt, dass Kopplungskonstanten dimensionslos sein müssen.
2. Loops: Divergenzen durch Impuls = ∞ in Loop
Divergenz absorbiert
laufende Kopplung
α(Q2 )
αs (Q2 )
αW (Q2 )
Divergenzen heben sich gegenseitig auf in Eichtheorien, d.h. kein Beitrag der Loop zum Laufen
der Kopplung, aber die Masse der Teilchen muss
renormiert werden, Ml (Q2 ).
.
.
Bei großem Auflösungsvermögen in Streuprozessen (großes Q2 )
werden Quantenfluktuationen wichtig, und “Screening” bewirkt Laufen der
Kopplungen und Massen.
• Die Q2 Abhängigkeit ist eine Vorhersage des Standard-Modells.
• Renormierung funktioniert für alle Ordnungen der Störungsrechnung
3. νW → νW : Neutrino-Streuung an W-Bosonen
Realisierung z.B.:
162
Die Berechung des Teilprozesses
ergibt, dass σ divergiert für s → ∞.
Im Standard-Modell ist aber das Z 0 vorhergesagt. Dadurch gibt es eine Interferenz
In der Interferenz heben sich die unendlichen Beiträge beider Diagramme gerade gegenseitig auf, so dass der gesamte Wirkungsquerschnitt endlich bleibt.
• Es kann kein W ± ohne Z 0 geben.
• Für die Vertizes νeW und W W Z muss die gleiche Kopplungskonstante
gelten.
• W ± , Z 0 müssen vollständiges Multiplett der WW bilden.
Alle diese Aussagen wurden durch das Standard-Modell vorhergesagt.
4. W + W − → W + W − : Streuung von W mit Masse MW 6= 0
163
Jedes Diagramm einzeln divergiert für MW > 0. Im Standard-Modell wird die
Masse aber nur durch das Higgs vermittelt. Der Higgs-Mechanismus sagt aber
auch die Higgs-Diagramme
voraus. Die Summe aller Diagramme ist endlich, wenn folgende Forderungen
erfült sind:
• Boson-Selbst-WW (W W γ) erfordert (W W Z)
• 3-Boson Kopplung verlangt 4-Boson Kopplung
• Higgs-Skalar muss existieren
• Kopplung HHW muss proportional Masse W sein!
Dies ist gleichbedeutend mit der Aussage, dass die SU (2)L Symmetrie eine
W -Masse verbietet, ausser bei spontaner Symmetrie-Brechung.
13.6
Chirale Anomalie
Die SU (2)L ist eine “Chirale WW”, d.h. es gibt unterschiedliche Kopplungen für
linkshändige Fermionen ψL und rechtshändige Fermionen ψR . Betrachtet man den
Prozess Z → γγ so ergibt sich die sogenannte Dreiecks-Anomalie. Dieser Prozess
wurde bei LEP gemessen.
Für jedes Fermion f ergibt sich im Matrix-Element
M ∼ cA · Q 2
mit der axialen Kopplung cA = T3 und der Ladung Q. Für jedes einzelne Fermion
ergeben diese Loops
σ→∞
164
Dies ist unvermeidbar, es sei denn Beiträge verschiedener Fermionen heben sich genau
gegenseitig weg.
Für jede Generation gilt:
ν
X
f =ν,e,u,d
T3f Q2f
e
u
d
2
2
1
1 2
1
1
1
2
2
·0 + −
· (−1) + 3 ·
+3· −
−
=0
=
2
2
2 3
2
3
!!
- %
NC = 3 Farben der Quarks
Interpretation: Die Divergenz wird nur dann vermieden, wenn
• Quark-Dubletts vollständig sind (⇒ Existenz des top-Quarks)
• Quarks und Leptonen nicht unabhängig sind!
• für νe L , ud L ist T3 gegeben. Daraus folgtdie Anzahl der Farben der Quarks.
NC =
Q2e
Q2u −Q2d
= 3 Farben
Daruas folgt eine Aussage, die sehr bedeutend ist:
• Weil die SU (2)L chiral ist und SU (3)C drei Farben beschreibt sind Quarks 1/3
-fach elektrisch geladen.
Dieser innere Zusammenhang zwischen elektrischer Ladung und Farbe ist nicht erklärt im Standard-Modell und ein starker Hinweis auf Physik jenseits des StandardModells (siehe: Grand Unification).
165
13.7
Chirale Anomalie
Die SU (2)L ist eine “Chirale WW”, d.h. es gibt unterschiedliche Kopplungen für
ψL und ψR . Betrachtet man den Z → γγ so ergibt sich die sogenannte DreiecksAnomalie. Dieser Prozess wurde bei LEP gemessen.
Für jedes Fermion f ergibt sich im Matrix-Element
M ∼ cA · Q 2
mit der axialen Kopplung cA = T3 und der Ladung Q. Für jedes einzelne Fermion
ergeben diese Loops
σ→∞
Dies ist unvermeidbar, es sei denn Beiträge verschiedener Fermionen heben sich weg.
Für jede Generation gilt:
ν
e
u
d
X
T3f Q2F
f =ν,e,u,d
2
2
1
1 2
1
1
1
2
2
·0 + −
· (−1) + 3 ·
+3· −
−
=0
=
2
2
2 3
2
3
!!
- %
NC = 3 Farben der Quarks
Interpretation: Die Divergenz wird nur dann vermieden, wenn
• Quark-Dubletts vollständig sind (⇒ Existenz des top-Quarks)
• Quarks und Leptonen nicht unabhängig sind!
• für
ν
, u
e L d L
ist T3 gegeben ⇒ NC =
Q2e
Q2u −Q2d
= 3 Farben
Daruas folgt eine Aussage, die sehr bedeutend ist:
• Weil die SU (2)L chiral ist und SU (3)C drei Farben beschreibt sind Quarks 1/3
-fach elektrisch geladen
166
Dieser innere Zusammenhang zwischen el. Ladung und Farbe ist nicht erklärt im
Standard-Modell und ein starker Hinweis auf Physik jenseits des Standard-Modells
(siehe: Grand Unification).
167
168
A
Nützliche Formeln

Metrischer Tensor:
4-er Vektoren:
Lorentz-invariant:
4-er Impuls:
4-er Ableitung:
Impuls-Operator (Ortsdarstellung):

1 0
0
0
0 −1 0
0

g µν = 
0 0 −1 0 
0 0
0 −1
aµ = (a0 , ~a) aµ = gµν aν = (a0 , −~a)
a · b = aµ bµ = aµ bµ = a0 b0 − ~a~b
a2 = aµ aµ = a20 − ~a2
pµ = (E, p~) ,
p2 = E 2 − p~2 = m2
∂ µ = ∂x∂ µ = (∂t , −∇)
pµ = i∂ µ = (i∂t , −i∇)
pµ pµ = −∂µ ∂ µ = −(∂t2 , −∇2 ) = −2
Dirac Gleichung:
(iγ µ ∂µ − m) ψ = 0
I
0
0
~
σ
γ- Matrizen (4x4):
γ0 =
~γ =
0 −I
 −~σ 0 

1 0 0
0
0
0 0 1
0 1 0
0
0
0 1 0
1



γ0 = 
γ
=
0 0 −1 0 
 0 −1 0 0
0 0 0 −1
 −1 0 0 0
0 0 0 −i
0 0 1 0




0
0
i
0
3

 0 0 0 −1
γ2 = 
γ
=
0 i 0 0
−1 0 0 0 
−i 0 0 0
0 1 
0 0

0 0 1 0

0 I
0 0 0 1

γ 5 ≡ iγ 0 γ 1 γ 2 γ 3 =
=
1 0 0 0
I 0
0 1 0 0
Pauli Matrizen (Dirac Darstellung): ~σ = (σx , σy , σz )
0 1
0 −i
1 0
σx =
, σy =
, σz =
1 0
i 0
0 −1
µ ν
ν µ
µν
Anti-Kommutator:
γ γ + γ γ = 2g
γ 5γ µ + γ µγ 5 = 0
wie 4-er Vektor:
γµ = gµν γ ν
hermitesch konjugiert:
γ 0† = γ 0 γ k† = −γ k k = 1, 2, 3
γ µ† = γ 0 γ µ γ 0 γ 5† = γ 5
Quadrate:
(γ 0 )2 = −(γ k )2 = (γ 5 )2 = 1
Dagger:
a
/ ≡ γ µ aµ = γ 0 a0 − ~γ~a
γµ a
a γµ a
/γ µ = −2/
//bγ µ = 4aν bν
169
Spur Theoreme
T r(A) = Σi Aii
Diagonal-Elemente
T r(ABC) = T r(BCA)
T r 1 = 4 (1 = 4x4 Matrix)
T r γµ = 0 T r γ5 = 0
T r(ungerade · γ- Matrizen) = 0
T r(γµ γν ) = 4gµν
......... viele weitere Theoreme
Dirac Spinoren:
(4 Komponenten)
E > 0 Spinor: u(p,s)
(p/ − m)u(p,s) = 0
ū(p,s) (p/ − m) = 0
mit adjungiertem Spinor: ū = u† γ 0
E < 0 Spinor: v(p,s)
(p/ + m)v(p,s) = 0
v̄(p,s) (p/ + m) = 0
σ 0
1 ~
Spin-Operator:
~s = 2
0 ~σ
p~
Spin-Komponente parallel p~
Helizitätsoperator:
λ = ~s ·
|~p|
Helizitäts-Eigenzustände:
uλ(p) mit λ = ±1
Normierung:
ūλ(p) uσ(p) = 2mδλσ
v̄λ(p) vσ(p) = −2mδλσ
ū v
= 0 = v̄λ(p) uσ(p)
Pλ(p) σ(p)
u ū
=p+m
Vollständigkeits-Relationen: 4x4 Gleichungen
Pλ λ(p) λ(p) /
/−m
λ vλ(p) v̄λ(p) = p
Spinordarstellung:
Sei p~ entlang +z-Achse, Helizität = λ2
√
χλ
uλ(p) = E + m 2λ|~p|
E+m χλ 1
0
mit χ+1 =
,
χ−1 =
0
1
Anti-Teilchen:
vλ(p) = −λγ 5 u−λ(p)
170
B
Drehimpuls und Rotation
Für infinitesimal kleine Translationen, d.h. Verschiebungen entlang einer Richtung,
lassen sich Zustände schreiben als
Ψ0 = DΨ = Ψ(x + δx) = Ψ(x) + δx ∂x Ψ = (1 + i δx px )Ψ
mit dem Impulsoperator px = −i∂x als Generator der Transformation. Endlich große
Verschiebungen ∆x = n δx ergeben sich aus n infinitesimal kleinen Verschiebungen,
die hintereinander ausgeführt werden, im Limes n → ∞ und δx → 0.
D = lim (1 + iδx px )n = eipx ∆x
n→∞
Ganz analog gilt für eine infinitesimal kleine Rotation z.B. um die z-Achse
Ψ0 = RΨ = Ψ(ϕ + δϕ) = Ψ(ϕ) + δϕ ∂ϕ Ψ = (1 + i δϕ Jz )Ψ
mit der Drehimpulskomponente
Jz = (~r × p~)z = −i(x ∂y − y ∂x )
als Generator der Rotation um die z-Achse. Das Jz tatsächlich der richtige Generator
ist sieht man aus den rotierten Koordinaten
x = r cos ϕ
y = r sin ϕ
δx = (∂ϕ x)δϕ = −r sin ϕ δϕ = −yδϕ
δy = (∂ϕ y)δϕ = r cos ϕ δϕ = xδϕ
(4)
(5)
Ψ(x0 , y 0 , z)
Ψ(x, y, z) + (∂x Ψ)δx + (∂y Ψ)δy
Ψ(x, y, z) − yδϕ ∂x Ψ + xδϕ ∂y Ψ
(1 + i δϕ Jz ) Ψ(x, y, z)
(6)
(7)
(8)
(9)
und
RΨ(x, y, z) =
=
=
=
Für eine Rotation um einen endlich großen Winkel ∆ϕ = nδϕ gilt wie oben:
R = lim (1 + iδϕ Jz )n = eiJz ∆ϕ
n→∞
Für die Komponenten Ji des durch J~ = ~r × p~ definierten Drehimpulsoperators und
für J 2 = Jx2 + Jy2 + Jz2 ergeben sich folgende Vertauschungsrelationen:
[J 2 , Ji ] = 0
[Ji , Jj ] = iijk Jk
171
Für die Auf- und Absteigeoperatoren
J± = Jx ± iJy
gilt
[Jz , J+ ] = J+
[Jz , J− ] = −J−
J+ J− = J 2 − Jz2 + Jz
J− J+ = J 2 − Jz2 − Jz
Für einen Drehimpulszustand |jm > mit Gesamtdrehimpuls j und z-Komponente m
gilt
−j ≤ m ≤ j
J 2 |jm > = j(j + 1) |jm >
Jz |jm > = m |jm >
Daraus folgt
Jz (J− |jm >) = J− (Jz − 1) |jm >= (m − 1) (J− |jm >)
und
Jz (J+ |jm >) = (m + 1) (J+ |jm >)
so dass für die Auf-und Absteigeoperatoren gilt:
J+ |jm >= C+ |j, m + 1 >
mit
C+ =
p
j(j + 1) − m(m + 1)
J− |jm >= C− |j, m − 1 >
C− =
p
j(j + 1) − m(m − 1)
Dreht man einen Zustand |j, m > um die y-Achse um den Winkel θ, so wird daraus
eine Linearkombination von Zuständen |j, m0 > mit gleichem Gesamtdrehimpuls j
und neuen dritten Komponenten m0 .
X j
e−iθJy |j, m >=
dm0 m (θ) |j, m0 >
m0
Die einzelnen d-Funktionen sind von θ und von j, m, m0 abhängig und werden Drehmatrizen genannt. Multiplikation von links mit < j, m0 | liefert
< j, m0 | e−iθJy |j, m >= djm0 m (θ)
Der Fall Spin j =
1
2
Für die Darstellung der beiden möglichen Zustände |j, m >
1 1
1 1
1
0
| , >=
| , − >=
0
1
2 2
2 2
172
ist die Darstellung von Jy geben durch die Pauli-Matrizen,
1 0 −i
1
Jy = σy =
2
2 i 0
Wegen σy2 = 1 folgt aus einer Taylorentwicklung für sin und cos:
e−iθJy = cos(−θJy ) + i sin(−θJy )
θ
θ
cos 2θ − sin 2θ
= 12 cos( ) − iσy sin =
sin 2θ cos 2θ
2
2
Damit ist z.B.
1
djm0 m = d 21 , 1
2
2
= < j, m0 | e−iθJy |j, m >
cos 2θ − sin 2θ
1
= (1, 0)
θ
θ
0
sin 2 cos 2
θ
= cos
2
Der Fall Spin j = 1
Berechnet werden soll z.B. j = 1, m = 1, m0 = 1, also d11,1 . Auch ohne explizite
Darstellung ist die Berechnung möglich wenn man berücksichtigt, dass Jy = − 2i (J+ −
J− ). Für die ersten Terme der Taylor-Entwicklung
e−iθJy = 1 − iθJy −
θ3
θ2 2
Jy + i Jy3 + ·
2!
3!
folgt wegen J+ |1, 1 >= 0:
i
i
i
Jy |1, 1 > = − (J+ − J− )|1, 1 >= J− |1, 1 >= √ |1, 0 >
2
2
2
1
Jy2 |1, 1 > = (|1, 1 > −|1, −1 >)
2
etc. Daraus folgt
< 1, 1| e−iθJy |1, 1 >= 1 −
oder
d11,1 =
1 θ2 1 θ4
+
+·
2 2! 2 4!
1
(1 + cos θ)
2
173
C
Ergänzungen zur Dirac-Gleichung
C.1
Normierung der Dirac-Spinoren
Gesucht wird eine Normierung der Dirac-Spinoren, die zu einer Lorentz-invarianten
Lagrange-Dichte führt. Insbesondere muss sich der 4-er Strom j µ = ψ̄γ µ ψ transformieren wie ein 4-er Vektor. Dies heist z.B., dass sich die 0-te Komponente
j 0 = ψ̄γ 0 ψ = ψ † γ 0 γ 0 ψ = ψ † ψ
transformiert wie eine Energie, also proportional zur Energie E ist. Für den Spinor


1
 0 
ψ (1) (pz ) = eipz z u(1) (pz ) = eipz z N 
p 
 E+m

0
gilt also z.B.

1
 0 
p2
2E
p
2
0
∗


, 0  p  = |N | 1 +
= |N |2
.
j = N N 1, 0,
2
E+m
(E + m)
E+m
E+m
0

Daher setzt man die Normierung zu
N=
so dass die Teilchendichte
√
E + m,
j 0 = ψ † ψ = 2E.
folgt.
so normierte ebene Welle trägt allerdings unendlich viel Energie, denn
R 3Eine
d xj 0 = inf. Bei der Herleitung von Wirkungsquerschnitten muss daher stattdessen die Teilchendichte in einem Volumen V betrachtet werden. Die Normierung
ist dann
p
N = (E + m)/V ,
so dass
j 0 = 2E/V.
Dieses Volumen kürzt sich bei der Berechnung von Wirkungsquerschnitten allerdings
wieder heraus, so dass häufig dieses Volumen in den Gleichungen weggelassen oder
als Einheitsvolumen aufgefasst und nicht explizit geschrieben wird.
Auch andere Konventionen für die Normierung sind gebräuchlich, unterscheiden
sich von dieser aber nur um eine Konstante, die sich bei der Berechnung von Wirkungsquerschnitten ebenfalls wieder herauskürzt.
174
C.2
Teilchen und Antiteilchen in der Dirac-Gleichung
Die Dirac Gleichung eines Teilchens mit elektrischer Ladung q lautet
[iγ µ (∂µ + iqAµ ) − m] Ψ = 0
und komplex konjugiert:
[−iγ µ∗ (∂µ − iqAµ ) − m] Ψ∗ = 0
Sei C 0 eine Matrix für die gilt:
−C 0 γ µ∗ = γ µ C 0
Dann folgt durch multiplizieren der komplex konjugierten Dirac-Gleichung mit C 0 :
[−iC 0 γ µ∗ (∂µ − iqAµ ) − mC 0 ] Ψ∗ = [iγ µ (∂µ − iqAµ ) − m] C 0 Ψ∗ = 0
Dies ist aber die Dirac-Gleichung eines Teilchens mit entgegengesetzter elektrischer
Ladung −q und gleicher Masse m, also dem Antiteilchen, das durch die Wellenfunktion C 0 Ψ∗ beschrieben wird. Es zeigt sich, dass obige Bedingung für C 0 durch
C 0 = iγ 2
erfüllt wird. Z.B. bedeutet dies für die Lösung
(1)
Ψ = u(~p) e−ipx
der Dirac-Gleichung, dass
C
Ψ =C
0
(1)
u(~p) e−ipx
∗
(1) ipx
= v(~p) e
Daher bezeichnet man die Lösungen v als die Lösungen der Dirac Gleichung für
Antiteilchen.
175
C.3
Parität für Antiteilchen
Die Paritätstransformation bedeutet Spiegelung der Koordinaten von 3-er Vektoren,
~x →
~x0 = SP ~x = −~x
p~ →
p~0 = SP p~ = −~p
Die Darstellung des Paritätsoperators ist also für 3-er Vektoren einfach
SP = −1
Allgemein hängt die Darstellung von Operatoren mit gleicher physiklaischer Bedeutung davon ab, vorauf sie angewendet werden sollen. Die gleiche Paritätstransformation SP für einen Dirac- Spinor ist definiert als
u(E, p~) →
Wendet man
u0 (E, p~0 ) = SP u(E, p~)
SP = γ 0
auf einen Teilchen-Spinor u oder Antiteilchen-Spinor v an, so ergibt sich z.B.
 




1
1
1 0 0
0
0 1 0


 0 
0
(1)

 N  0p  = N  −p
SP u(1) (pz ) = γ 0 u(1) (pz ) = 
0 0 −1 0   E+m 
 E+m  = + u (−pz )
0 0 0 −1
0
0

1

0
SP v (1) (pz ) = γ 0 v (1) (pz ) = 
0
0
Insgesamt gilt auch allgemein



 
0
0
0 0
0
 +p 
 −p 
1 0
0
 N  E+m  = − N  E+m  = − v (1) (−pz )
 0 
0 −1 0   0 
0 0 −1
1
1
Sp v(~p) = − v(−~p)
Sp u(~p) = + u(−~p)
Teilchen haben also positive Parität (“Eigenparität”), Antiteilchen hingegen negative
Parität. Nach zweimaliger Spiegelung ist der Urspungszustand wieder erreicht,
Sp2 u(~p) = u(~p)
Sp2 v(~p) = v(~p).
176
C.4
Ergänzungen zum Propagator
Die Eigenschaften des Propagators für Dirac-Teilchen
D̃(p) =
γ µ pµ + m
pµ pµ − m2 + i
lassen sich nach Rücktransformation zu D(x − x0 ) verstehen.
Z
1
γ µ pµ + m
0
4
−ip(x−x0 )
D(x − x ) =
d pe
(2π)4
pµ pµ − m2 + i
Insbesondere findet man für die Beziehung zwischen den Wellenfunktionen an verschiedenen Orten x und x0 :
Z
Ψ(x) = i dx~0 D(x − x0 ) γ 0 Ψ(x0 )
Dies soll jetzt beiwesen werden. Mit E =
p
p~2 + m2 folgt für den Nenner von D̃:
pµ pµ − m2 + i = p20 − p~2 − m2 + i = p20 − E 2 + i ≈ (p0 − (E − i)) (p0 + (E − i))
für → 0. Wegen der Polstelle bei p0 = E − i lässt sich das Integral über die
Energiekomponente p0 mit Hilfe des Residuensatzes ausführen:
Z
Z
1
γ µ pµ + m
1
0
i~
p(~
x−~
x0 )
−ip0 (t−t0 )
D(x − x ) =
d~
p
e
dp
e
0
(2π)4
p0 − (E − i) p0 + (E − i)
Z
0
−i
γ p~ + m
0
0 γ E −~
=
d~p ei~p(~x−~x ) e−iE(t−t )
3
(2π)
2E
Für eine eben Welle
0
0
~ ~0
Ψ(x0 ) = u(k)e−ikx = u(k)e−ik0 t eikx
folgt daraus:
Z
i dx~0 D(x − x0 ) γ 0 Ψ(x0 )
Z
Z
0
γ p~ + m 0
1
−i(~
p−~k)x0
i~
p~
x −ik0 t0 −iE(t−t0 ) γ E − ~
0
~
d~
p
d
x
e
e
e
e
γ u(k)
=
3
(2π)
2E
0
γ~k + m 0
0
0 γ k0 − ~
~
= eik~x e−ik0 t e−ik0 (t−t )
γ u(k) = e−ikx u(k)
2k0
wobei das Integral über dx~0 durch (2π)3 δ 3 (~p − ~k) ersetzt wurde und damit E durch
k0 , sowie mit Hilfe der Dirac Gleichung:
(−~γ~kγ 0 + mγ 0 )u = γ 0 (~γ~k + m)u = γ 0 (γ 0 k0 )u = k0 u
177
D
Ergänzungen zum Wirkungsquerschnitt
D.1
Phasenraum
Im Endzustand ist der Phasenraum eines Teilchens mit 4-er Impuls (E, p~) proportional zu
d3 p = dpx dpy dpz
Gesucht ist ein Lorentz-invarianter Ausdruck für den Phasenraum. Bei einer LorentzTransformation z.B. in x-Richtung gilt,
p0x = γpx − γβE,
E 0 = γE − γβpx ,
so dass
∂p0
∂p0x
dpx + x dE = γdpx − γβdE.
∂px
∂E
2
2
2
2
Außerdem folgt aus px = E − py − pz − m2 bei festgehaltenem py , pz , dass px dpx =
E dE. Setzt man dies ein so folgt
px
dp0x = (γ − γβ ) dpx
E
und damit
(γ − γβ pEx ) dpx
dpx
dp0x
=
=
.
0
E
γE − γβpx
E
Verallgemeinert für alle drei Impulsrichtungen ist also der Lorentz-invariante Ausdruck für den Phasenraum
d3 p
E
beziehungsweise für den differentiellen Wirkungsquerschnitt
dp0x =
E
D.2
dσ
.
d3 p
Zustandsdichte
Gesucht ist die Anzahl der quantenmechanisch erlaubten Zustände eines Teilchens
in einem Würfel mit Volumen V = L3 . Die Anzahl der Teilchen im Würfel bleibt
konstant, wenn periodische Randbedingungen für die Wellenfunktion und deren Ableitung vorliegen. In einer Dimension heist das
e−ipx x = e−ipx (x+L) ,
so dass Lpx = 2πn, (mit n = 1, 2..). Damit gilt für die Anzahl der Zustände dn im
Bereich von px bis px + dpx
L
dn = dpx ,
2π
178
oder in 3 Dimensionen
dn = d3 p
V
.
(2π)3
Bei 2E Teilchen im Volumen V ist damit die
Anzahl der Zustände / Teilchen =
D.3
V d3 p
.
(2π)3 2E
Teilchenfluss der einlaufenden Teilchen
Der Fluss der einfallenden Teilchen hängt von ihrer Dichte sowie ihrer Differenzgeschwindigkeit |~v1 − ~v2 | ab, wobei angenommen ist, dass die Geschwindigkeiten entgegengesetzt
gerichtet sind. Die Lösungen der Dirac-Gleichung werden so normiert
p
(N = (E + m)/V , siehe C.1), dass die Teilchendichten
n = j 0 = ψ̄γ 0 ψ = N 2 ūu = 2E/V
betragen. Insgesamt ist damit der Fluss bezogen auf das Reaktionsvolumen V
FV
2E1 2E2
= |v~1 − v~2 |
= (|v1 | + |v2 |) 2E1 2E2 /V 2
V
V
|~p1 | |~p2 |
4
+
=
2E1 2E2 /V 2 = 2 (|~p1 |E2 + |~p2 |E1 )
E1
E2
V
oder
V 2 FV = 4
q
(p1 p2 )2 − m21 m22
wie man durch explizites Ausrechnen des 4-er Skalarprodukts p1 p2 in der letzten Zeile
sofort zeigen kann. Der letzte Ausdruck für den Fluss ist explizit-Lorentz-invariant.
Insbesondere gilt im CMS wegen p~i ∗ = p~1 ∗ = −~p2 ∗ auch
√
V 2 FV = 4|~pi ∗ | (E1∗ + E2∗ ) = 4|~pi ∗ | s
Im Fixed-Target-System gilt wegen p~2 0 = 0 entsprechend
V 2 FV = 4m2 |~p1 0 | = 2s
D.4
Integration des Phasenraums
Der Wirkungsquerschnitt ist augenscheinlich vielfach differentiell in d3 p~3 und d3 p~4 .
Er sollte aber nur von zwei dieser sechs Variablen abhängen, denn es gilt 4-er Impulserhaltung. Da die Energien der Teilchen durch die Anfangsbedingungen und die
179
Massen festliegen, müssen die verbleibenden Variablen der Streuwinkel und der Azimuthalwinkel eines der Teilchen sein. Die Richtung des anderen Teilchens ergibt sich
dann aus der Impulserhaltung. Das Matrixelement kann aus Symmetriegründen nicht
vom Azimuthalwinkel um die Kollisionsachse abhängen. Es ist also Mf i = Mf i (θ).
Da der Flussfaktor nicht von den auslaufenden Teilchen abhängt kann demnach der
Phasenraum getrennt integriert werden, bis auf die Winkelvariablen. Dies ist besonders einfach im CMS System, da die δ- Funktion die 4-er Impulserhaltung garantiert.
Im Schwerpunktssystem (CMS) gilt
√
s = E1 + E2
p~1 + p~2 = 0,
;
und
√
δ 4 (p1 + p2 − p3 − p4 ) = δ( s − E3 (p3 ) − E4 (p4 )) δ 3 (−~p3 − p~4 ),
wobei explizit die Energien von den Impulsen abhängen,
q
q
E4 (p4 ) = p~24 + m24 .
E3 (p3 ) = p~23 + m23 ,
Integriert man zunächst über d3 p~4 so gilt für den Phasenraum
Z
√
1
d3 p~3 d3 p~4
3
dQ =
δ(
s
−
E
(p
)
−
E
(p
))
δ
(−~
p
−
p
~
)
3
3
4
4
3
4
4(2π)2
E3 (p3 ) E4 (p4 )
Z
3
√
1
d p~3
=
δ( s − E3 (p3 ) − E4 (p3 ))
2
4(2π)
E3 (p3 ) E4 (p3 )
Führt man die verbleibende Integration in Kugelkordinaten aus, d3 p~3 = p~23 dp3 dΩ,
so kann man die δ- Funktion nach ihrer Polstelle entwickeln15 und erhält
Z
√
p23 dp3 dΩ
1
δ(
s
−
E
(p
)
−
E
(p
))
dQ =
3
3
4
3
4(2π)2
E3 (p3 ) E4 (p3 )
Z
1
δ(p3 − pf )
p23 dp3 dΩ
=
4(2π)2 | d(E3 (p3 ) + E4 (p3 )) /dp3 | E3 (p3 ) E4 (p3 )
p2f dΩ
1
1
=
4(2π)2 | pf /E3 (pf ) + pf /E4 (pf ) | E3 (pf ) E4 (pf )
1
p
√f dΩ
dQ =
2
4(2π)
s
Hierbei ist pf der
√ Impuls der beiden Teilchen im Endzustand, so dass Energieerhaltung erfüllt ist, s = E3 (pf ) + E4 (pf ).
15
Für die δ- Funktion gilt allgemein
δ (f (x)) =
X δ(x − xi )
|f 0 (xi )|
i=1,n
wobei f 0 (xi ) die Ableitung der Funktion f (x) an den Nullstellen xi ist (f (xi ) = 0).
180
D.5
Yukawa Potential und Reichweite der Kräfte
Yukawa schlug in den Anfängen der Kernphysik einen Ansatz mit schweren Austauschteilchen vor um die endliche Reichweite der Kernkräfte zu erklären. Zunächst
wird der Zusammenhang zwischen Wellengleichung und statischem Potential in der
Elektrodynamik erklärt. Die Wellengleichung für das 4-er Potential Aµ bei äußerem
Strom j µ lautet
Aµ = j µ
Ohne äußeren Strom und Ladungsdichte, j 0 = 0 ist die Lösung von Aµ = 0 eine
ebene Welle, Aµ ∼ eikx , die freien, masselosen Photonen entspricht. Für eine punktförmige, statische Ladung e im Zentrum ist
3 eδ (x)
µ
j =
~0
Das Potential hierfür ist bekanntlich das Coulomb-Potential
e
~=0
A0 =
,
A
4πr
Die Reichweite dieses Potentials fällt nur sehr langsam mit dem Abstand von der
Quelle.
Yukawa ging von der Klein-Gordon-Gleichung in der Form
+ m2 Φ = g ρ(x)
aus, wobei g eine Kopplungskonstante und ρ(x) die Dichteverteilung eines Kerns sein
sollte, also auch die Ladungs-Vereilung für die starke Kraft. Ohne äußeres Feld ist
die Lösung wiederum eine ebene Welle für ein freies Teilchen mit Masse m,
Φ(x) ∼ eikx
mit k 2 = m2
Für eine punktförmige Ladungsverteilung
ρ(x) = δ 3 (x)
findet man als Lösung
e−mr
4πr
Dieses Potential fällt wegen der Exponentialfunktion sehr schnell nach außen ab, d.h.
diese Kraft hat eine endliche Reichweite, die typisch von der Größe 1/m ist.
Diese Interpretation für ein schweres Austauschteilchen stimmt mit der Überlegung überein, dass eine statische Ladungsverteilung für kurze Zeit ein massives
Quant der Energie ∆E ≈ m emmitieren kann, dessen Lebensdauer ∆t aufgrund der
Unschärferelation m ∆t ≈ 1 und Reichweite r durch die Lichtgeschwindigkeit auf
1
r ≈ c ∆t ≈
m
beschränkt sind (mit ~ = c =).
Φ=g
181
Kern-Kräfte
Setzt man für die Reichweite der Kernkraft den Radius des Protons an, r ≈ 1fm, so
ergibt sich m ≈ 200 Mev. Dies ist tatsächlich die Größenordnung für die Masse des
leichtesten Hadrons, des Pions. Pion-Austausch stellt demnach eine erste plausible
Näherung für die Kräfte zwischen den Protonen und Neutronen im Kern dar, die
durch den Austausch auch schwererer Hadronen zur Reggee-Theorie verallgemeinert
wurde, die erfolgreich zahlreiche Phänomene der Hadron-Hadron-Streuung bei kleine
Impulsüberträgen erklären kann. In diesem Bereich ist das ansonsten natürlich fundamentalere Parton-Bild der Hadronen nicht angewendbar, da das Auflösungsvermögen
für die Partonen fehlt und die Kopplungskonstante αs zu groß ist um perturbative
Rechungen zuzulassen.
Reichweite der Schwachen Wechselwirkung
Die Eichbosonen W und Z der schwachen Wechselwirkung sind Spin-1 Teilchen,
die wie das Photon durch Vektorfelder beschrieben werden. Zwar gilt für diese die
Proca-Gleichung und nicht die Klein-Gordon Gleichung, aber das Prinzip der obigen
Überlegungen von Yukawa bleiben gültig. Den Massen MW = 80, 4 GeV und MZ =
90, 1 GeV entsprechen Reichweiten der schwachen Wechselwirkung von ca. 1/m ≈
2, 5 · 10−3 fm. Die schwache Wechselwirkung ist also bei kleinen Energien schwach,
weil die Reichweite der schweren Bosonen und damit auch alle Wirkungsquerschnitte
klein sind.
Bei hohen Energien können W und Z auch als reele Teilchen produziert werden.
Die Reichweite ergibt sich dann aus der Lebensdauer der Teilchen. Bei einer totalen
Breite von ca. Γ = 2 GeV ergibt sich eine typische Reichweite von cτ = 0.1 fm.
Werden W und Z in Proton-Proton Kollisionen erzeugt zerfallen sie demnach noch
innerhalb des Proton-Radius. Bei Zerfällen in Quarks werden diese also noch durch
das Farb-Feld der kollidierenden Protonen beeinflusst.
182
E
Symmetrien und Gruppen
Literatur: Gordon Kane, Modern Elementary Particle Physics, S. 319 ff
E.1
Teilchenphysik und Unitäre Transformationen
In der Natur sind Symmetrien vorhanden, die die Art der Wechselwirkungen bestimmen. Um dies zu beschreiben werden in der Teilchenphysik Quarks und Leptonen zu
Multipletts zusammengefasst, z.B. als U (1)Y Singlett oder SU (2)L Doublett,
ν
−
ψ = eR ,
ψ = −e
,
e L
als SU (3)C Triplett und SU (5) 5-plett.

d¯r
 d¯g 
 
¯
ψ=
 d−b 
e 
νe

 
dr
ψ = dg  ,
db
Observable sind dabei stets Skalar-Produkte der Form ψ † ψ oder ψ1† ψ2 . Daher sind
unitäre Transformationen dieser Multipletts,
ψ 0 = U ψ,
U †U = 1
von besonderer Bedeutung, denn sie lassen Skalarprodukte invariant,
(ψ10 )† ψ20 = (U ψ1 )† U ψ2 = ψ1† U † U ψ2 = ψ1† ψ2 .
Eine Symmetrie liegt vor, wenn die Teilchen in einem Multiplett die gleichen Wechselwirkungen haben. Wechselwirkungen, die Übergänge zwischen den Teilchen in einem
dieser Multipletts bewirken, lassen sich als unitäre Matrizen darstellen.
E.2
Unitäre Matrizen und Generatoren
Unitäre n × n Matrizen bilden eine Gruppe unter Multiplikationen mit der Einheitsmatrix 1 als 1-Element, so dass
1U = U
und inversem Element U −1 = U † .
Wenn T eine hermitesche Matrix ist, (T = T † ), dann gilt
†
(eiT )† eiT = e−iT eiT = ei(T −T
183
†)
=1
Jede unitäre Matrix kann somit als
U = eiT
dargestellt werden. Sei Tj ein vollständiger Satz von n2 linear unabhängigen hermiteschen n × n Matrizen. Dann kann jede unitäre n × n Matrix als
X
U = exp(
iθj Tj )
j=1,n2
mit reellen Parametern θj geschrieben werden. Die Matrizen Tj werden Generatoren
der Gruppe genannt.
Für spezielle unitäre Matrizen gilt det(U ) = 1. Solche Matrizen bilden die Elemente der Gruppe SU (n).
Die Spur
P einer n × n Matrix A ist definiert als Summe der Diagonalelemente,
T r (A) = i Aii . Hierfür gilt allgemein
det eA = eT r (A)
Daher sind die Generatoren der SU (n) Gruppen spurlos,
T r (Tj ) = 0
E.2.1
Diagonale Generatoren
Bei diagonalen Matrizen sind nur die Elemente auf der Diagonalen von Null verschieden. Diagonale Generatoren haben für ein Multiplett die Eigenwerte (Ladungen) der
Teilchen im Multiplett als Diagonalelemente. Da die Generatoren spurlos sein müssen folgt, dass die Summe der Ladungen der diagonalen Generatoren Null sein muss.
Dies schränkt die Möglichkeiten zur Konstruktion der Multipletts ein. Beispiele:
• Für die SU (2)L ist die dritte Komponente T3 des schwachen Isospins ein eigenwert der Teilchen, und daher eine digonale Matrix. Für das SU (2)L Doublett
muss die Summe der Diagonalelemente also Null sein. Dies ist der Fall, denn
1 1
=0
T r(T3 ) = T3 (νe,L ) + T3 (e−
L) = + −
2 2
• Für die SU (3)C ist die Summe der Farben r + g + b = 0 (weiß).
• Für die SU (5) ist das 5-plett so konstruiert, dass die Summe der elektrischen
Ladungen verschwindet,
Q(d¯r ) + Q(d¯g ) + Q(d¯b ) + Q(νe ) + Q(e− ) = 3 · (+1/3) + 0 − 1 = 0.
184
E.3
Normierung der Generatoren
Für jede Darstellung einer einfachen Gruppe gilt
T r (Ta Tb ) = NR δab
wobei NR eine Zahl ist, die nur von der Darstellung abhängt, aber nicht von a oder b.
Für a = b ist dies ist eine Normierungsbedingung für die Generatoren untereinander,
T r (Ta2 ) = NR
Beispiele:
• Für Drehimpulse gilt
T r(Jx2 ) = T r(Jy2 ) = T r(Jz2 )
Für Spin 1/2 Teilchen gilt
T3 =
und somit
NR=1/2
1/2
0
0 −1/2
1
1/4 0
= T r((T3 ) ) = T r
=
0 1/4
2
2
Analog gilt für Spin 1 Teilchen


1 0 0
T3 = 0 0 0 
0 0 −1
und somit
NR=1 = T r((T3 )2 ) = 2
185
F
Nicht-Abelsche Eichtheorie
Nicht-Abelsche Eichtheorien sind die Grundlage des Standardmodells der Elektroschwachen und Starken Wechselwirkung. Auch die QED ergibt sich daraus durch Vereinfachung auf den Abelschen Fall. Die Form der kovarianten Ableitung ist von entscheidender Bedeutung für die Selbst-Wechselwirkung der W, Z Bosonen und der Gluonen.
Daher wird im Folgenden die Form der kovarianten Ableitung explizit hergeleitet und
gezeigt, das die einzelnen Terme der Lagrange-Dichte eichinvariant sind.
Sei
 
ψ1
 ψ2 
,
ψ
,
ψ
,
.
.
.
ψ
ψ=
ψ̄
=
1
2
n
. . . 
ψn
ein Multiplett16 aus Fermionen mit der freien Lagrangedichte
L = ψ̄ (iγµ ∂ µ − m) ψ
Wir betrachten Transformation
ψ 0 = U ψ,
ψ̄ 0 = ψ̄ U † ,
zwischen den Komponenten des Multipletts (also nicht den Spinorkomponenten). Für
ein Multiplett der Dimension n kann U z.B. als eine n × n Matrix dargestellt werden.
Für eine globale (d.h. ortsunabhängige) Transformation U bleibt L invariant wenn
U unitär ist, U † U = 1, denn dann gilt
L0 = ψ̄ 0 (iγµ ∂ µ −m) ψ 0 = ψ̄U † (iγµ ∂ µ −m) U ψ = ψ̄(iγµ ∂ µ −m) U † U ψ = ψ̄(iγµ ∂ µ −m) ψ = L
Unter lokalen Eichtransformationen
U = U (x)
bleibt der Massenterm −mψ̄ψ weiterhin eichinvariant, der kinetische Term mit der
Ableitung dagegen nicht, denn
U † ∂ µ (U ψ) 6= ∂ µ (U † (U ψ))
16
In der SU (2) sind dies z.B. die schwachen Doubletts
νe
ψ=
,
...
,
e L
In der SU (3)C sind es die Farb-Tripletts der Quarks


urot
ψ =  ublau  ,
...
ugrün
186
t
b L

,

brot
 bblau 
bgrün
Kinetischer Term der Quarks
Im Folgenden wird verlangt, dass die Lagrangedichte invariant unter lokalen Transformationen ist. Um Eichinvarianz zu erreichen muss der Term für die kinetische
Energie der Fermionen,
Lkin = ψ̄ iγµ ∂ µ ψ
verändert werden. In Analogie zur QED wird daher die Ableitung ∂ µ zur “kovarianten” Ableitung generalisiert,
∂ µ → Dµ
so dass jetzt
Lkin = ψ̄ iγµ Dµ ψ
Die transformierte Lagrandedichte
0
0
0
Lkin 0 = ψ̄ 0 iγµ Dµ ψ 0 = ψ̄U † iγµ Dµ (U ψ) = ψ̄ iγµ U † Dµ (U ψ)
ist invariant,
Lkin 0 = Lkin
wenn
0
U † Dµ (U ψ) = Dµ ψ
Symbolisch lässt sich dies auch schreiben als
0
oder
U † Dµ U = Dµ
0
Dµ = U Dµ U †
Da L keine Matrix sondern nur eine Zahl ist muss Dµ die Gestalt einer n × n Matrix
haben, wobei jedes Element genau wie ∂ µ ein 4er-Vektors sein muss. Deshalb wird
als Ansatz
Dµ = ∂ µ + M µ
gewählt, wobei M ebenfalls eine n × n Matrix ist und vor ∂ µ eigentlich eine n × n
Einheitsmatrix steht, die zur Vereinfachung der Notation weggelassen wurde.
Aus der abgeleiteten Transformationseigenschaft für Dµ ergibt sich für M µ :
0
0
U † (∂ µ + M µ )(U ψ) = U † U ∂ µ ψ + (∂ µ U )ψ + M µ U ψ
0
= ∂ µ ψ + U † (∂ µ U ) ψ + U † M µ U ψ
= (∂ µ + M µ ) ψ
so dass
0
M µ = U †M µ U + U †∂ µU
oder
0
M µ = U M µ U † − (∂ µ U ) U †
Dies ist eine allgemeine Bedingung für alle unitären Eichtransformationen. Die Komponenten der Matrix M µ sind also ebenso wie U Funktionen von Ort und Zeit und
werden Eichfelder genannt. Sie haben damit eigenständige Bedeutung und tragen zur
kinetischen Energie bei. Sie haben Vektor-Charakter, ihre Quanten sind also Spin 1
Teilchen und werden Eichbosonen genannt.
187
Kinetischer Term der Eichbosonen
Für die kinetische Energie der Eichfelder M µ benötigt man zumindest deren Ableitungen, ∂ ν M µ . Analog zur QED muss auch hier ein Feldstärke-Tensor M µν definiert
werden, dessen mögliche Form jedoch wegen der Forderung nach Lorentz- und EichInvarianz sehr stark eingeschränkt ist. Dieser Feldstärke-Tensor M µν lässt sich am
einfachsten aus den kovarianten Ableitungen Dµ konstruieren, denn diese haben bereits die Eigenschaft
µ
D0 = U Dµ U −1 .
Damit folgt auch für den Kommutator
0µ 0ν D , D = U Dµ U −1 , U Dν U −1 = U [Dµ , Dν ] U −1 .
Diese Eigenschaft macht man sich zu Nutze um den allgemeinsten, P und T erhaltende Ausdruck für die kinetische Energie von Eichtheorien zu konstruieren. Die
Feldstärke-Tensoren M µν werden definiert als
M µν = [Dµ , Dν ]
so dass
17
M µν = ∂ µ M ν − ∂ ν M µ + [M µ , M ν ]
Einen Lorentz-invarianter Ausdruck aus diesem Feldstärketensor ist dann M µν Mµν .
Der allgemeinste eichinvariante Ausdruck für die kinetische Energie ist
1
LM,kin = − Spur(M µν Mµν )
2
17
Wendet man den Kommutator [Dµ , Dν ] auf ein Feld ψ an, so gilt
[Dµ , Dν ] ψ
=
[∂ µ + M µ , ∂ ν + M ν )] ψ
=
[∂ µ , ∂ ν ] ψ + [∂ µ , M ν ] ψ + [M µ , ∂ ν ] ψ + [M µ , M ν ] ψ
Wegen [∂ µ , ∂ ν ] ψ = 0 und
[∂ µ , M ν ] ψ = ∂ µ (M ν ψ) − M ν ∂ µ ψ = (∂ µ M ν )ψ
folgt
M µν ψ = [Dµ , Dν ] ψ
=
(∂ µ M ν − ∂ ν M µ ) ψ + [M µ , M ν ] ψ
188
0
Damit ist die kinetische Energie tatsächlich eichinvariant, denn wegen M µν = U M µν U †
folgt
1
= − Spur(U M µν U −1 U Mµν U −1 )
2
1
1
= − 2 Spur(U M µν Mµν U −1 ) = − Spur(U −1 U M µν Mµν )
2
=
− 21 Spur(M µν Mµν )
= LM,kin
L0 M,kin =
0
0
− 12 Spur(M µν Mµν
)
wobei in der Spur die Reihenfolge der Matrizen permutiert werden darf.
Folgt man dem Prinzip der Eichinvarianz, so müssen die Eichbosonen Masse-los
sein, denn ein entsprechender Term in der Lagrange-Dichte
LM,m = m2M M µ Mµ
wäre nicht eich-invariant,
0
L0 M,m = m2M M µ Mµ0 6= m2M M µ Mµ .
189
F.0.1
Ableitung
Die Form der kovarianten Ableitung ist von entscheidender Bedeutung für die SelbstWechselwirkung der Gluonen und damit verantwortlich für das Confinement der
Quarks und Gluonen sowie das “Laufen” der starken Kopplungskonstante. Daher wird
im Folgenden die Form der kovarianten Ableitung explizit hergeleitet und gezeigt,
das die einzelnen Terme der Lagrange-Dichte eichinvariant sind.
Unter der lokalen Eichtransformation
ψ 0 (x) = U (x) ψ(x),
ψ̄ 0 (x) = ψ̄(x) U † (x),
bleibt der Massenterm wegen der Unitarität von U eichinvariant,
L0q,m = −mψ̄ 0 ψ 0 = −mψ̄U † U ψ = −mψ̄ψ = Lq,m .
Kinetische Term der Quarks
Der Term für die kinetische Energie der Quarks,
Lq,kin = ψ̄iγ µ Dµ ψ,
bleibt invariant, wenn sich die kovariante Ableitung transformiert wie das Feld ψ
selber,
Dµ0 ψ 0 = U (x) Dµ ψ,
denn γ µ und U vertauschen,
L0q,kin = ψ̄ 0 iγ µ Dµ0 ψ 0 = ψ̄U † iγ µ U Dµ ψ = ψ̄iγ µ Dµ ψ = Lq,kin .
Wählt man als Verallgemeinerung der kovarianten Ableitung in der QED als Ansatz
Dµ = ∂ µ + igs Ta Gµa
so muss für Ta Gµa gelten:
µ
µ
D0 ψ 0 = ∂ µ + igs Ta G0 a ψ 0
µ
= ∂ µ ψ 0 + igs Ta G0 a ψ 0
µ
= (∂ µ U )ψ + U (∂ µ ψ) + igs Ta G0 a U ψ
= U Dµ ψ = U (∂ µ ψ) + igs U Ta Gµa ψ
Die letzte Zeile folgt aus der oben gestellten Bedingung Dµ0 ψ 0 = U (x) Dµ ψ. Aus den
beiden letzten Zeilen folgt nach Division durch igs ,
µ
Ta G0 a U ψ = U Ta Gµa ψ −
190
1
(∂ µ U ) ψ
igs
Setzt man in diese Gleichung ψ = U −1 ψ 0 ein,
µ
Ta G0 a ψ 0 = U Ta Gµa U −1 ψ 0 −
1
(∂ µ U ) U −1 ψ 0
igs
so kann diese Gleichung für alle ψ 0 nur erfüllt sein wenn18
1
1 µ
µ −1
0µ
µ
−1
µ
U −1
Ta G a = U Ta Ga U −
(∂ U ) U = U Ta Ga +
∂
igs
igs
Dies ist eine allgemeine Bedingung für alle unitären Eichtransformationen. Wie oben
gefordert folgt dann auch
1 µ
0µ
µ
igs Ta G a U ψ = igs U Ta Ga +
U −1 U ψ = igs U Ta Gµa ψ + U ∂ µ ψ
∂
igs
so dass der kinetische Term für die Quarks tatsächlich eichinvariant ist.
Kinetische Term der Gluonen
Für die kinetische Energie der a = 1, 2, ..., 8 Eich-Felder Gµa benötigt man wie in
der QED einen Feldstärke-Tensor Gµν
a , so dass bei Summation über a alle Felder
gleichermaßen beitragen. Die Forderung nach Lorentz- und Eich-Invarianz schränkt
mögliche Terme jedoch sehr stark ein. Dieser Feldstärke-Tensor Gµν
a lässt sich am
einfachsten aus den kovarianten Ableitungen Dµ konstruieren, denn wegen
µ
µ
D0 ψ 0 = D0 U ψ = U Dµ ψ
haben diese bereits die Eigenschaft
µ
D0 = U Dµ U −1 .
Damit folgt auch für den Kommutator
0µ 0ν D , D = U Dµ U −1 , U Dν U −1 = U [Dµ , Dν ] U −1 .
Diese Eigenschaft macht man sich zu Nutze um den allgemeinsten, P und T erhaltende Ausdruck für die kinetische Energie von Eichtheorien zu konstruieren. Die
Feldstärke-Tensoren Gµν
a werden definiert als
µ
ν
igs Ta Gµν
a = [D , D ] ,
18
Wegen ∂ µ (U −1 U ) = 0 gilt auch (∂ µ U −1 ) U = −U −1 (∂ µ U ).
191
so dass
19
µ ν
µ ν
ν µ
Gµν
a = ∂ Ga − ∂ Ga − gs fabc Gb Gc
Man erhält also acht Tensoren für die acht Gluon-Felder. Der allgemeinste eichinvariante Ausdruck für die kinetische Energie ist
1
LG,kin = − Spur(Ta Gµν
a Tb Gb,µν )
2
1
Ga,µν ,
= − Gµν
4 a
wobei Spur(Ta Tb ) = 12 δab benutzt wurde. Damit ist die kinetische Energie tatsächlich
eichinvariant, denn
1
µν
L0 G,kin = − Spur(Ta G0 a Tb G0 b,µν )
2
1
−1
= − Spur(U Ta Gµν
U Tb Gb,µν U −1 )
a U
2
1
= − Spur(Ta Gµν
a Tb Gb,µν ) = LG,kin
2
Folgt man dem Prinzip der Eichinvarianz, so müssen die Gluonen Masse-los sein,
denn ein entsprechender Term in der Lagrange-Dichte
LG,m = m2G Gµa Gaµ
wäre nicht eich-invariant,
µ
L0 G,m = m2G G0 a G0 aµ 6= m2G Gµa Gaµ .
19
Wendet man den Kommutator [Dµ , Dν ] auf ein Feld ψ an, so gilt
[Dµ , Dν ] ψ
=
[∂ µ + igs Ta Gµa , ∂ ν + igs Tb Gνb )] ψ
=
[∂ µ , ∂ ν ] ψ + [∂ µ , igs Tb Gνb ] ψ + [igs Tb Gµb , ∂ ν ] ψ − gs2 [Ta Gµa , Tb Gνb ] ψ
Damit gilt wegen [∂ µ , ∂ ν ] ψ = 0 und
[∂ µ , igs Tb Gνb ] ψ = igs Tb ∂ µ (Gνb ψ) − igs Tb Gνb ∂ µ ψ = igs Tb (∂ µ Gνb )ψ
dass
[Dµ , Dν ] ψ
=
igs Ta (∂ µ Gνa − ∂ ν Gµa ) ψ − gs2 [Ta , Tb ] Gµa Gνb ψ = igs Ta Gµν
a ψ
mit
µ ν
µ ν
ν µ
Gµν
a = ∂ Ga − ∂ Ga − gs fabc Gb Gc
192
QED Für den Spezialfall der QED ist die Eichgruppe die U (1). Dies ist eine
Abel’sche Gruppe mit nur einer Ladung und einem Generator, so dass
a = 1,
Gµa = Aµ ,
Ta = 1,
fabc = 0.
Damit ist U nur eine komplexe Zahl, so dass sich die obigen Gleichungen vereinfachen
zu
µ
A0 = Aµ − g∂ µ α(x),
Dµ = ∂ µ + igAµ
F µν = ∂ µ Aν − ∂ ν Aµ ,
wie bereits im Kapitel zur QED gezeigt.
193