Schlüsselexperimente: Bosonen

Schlüsselexperimente: Bosonen
Vortrag: 31.5.10
Phi Chau, Betreuer: Dr. F. Ellinghaus
Seminarvortrag im Rahmen des F-Praktikums
Vorwort
Bei diesem Vortrag wird auf die Entdeckung der unterschiedlichen Vektorbosonen der schwachen
Wechselwirkung und der starken Wechselwirkung eingegangen. Hierbei wird jeweils kurz erläutert
in welchen damaligen theoretischen Kontext diese zunächst postuliert wurden und dann mit
welchen maschinellen Aufwand diese dann erzeugt und detektiert wurden.
Entdeckung des Gluons
Zeitliche Einordnung der Entdeckung des Gluons
Im Jahre 1954 wurde zunächst entdeckt, dass Protonen keine punktförmige Ausdehnung haben
(Robert Hofstadter, 1956, Stanford University). Acht Jahre später (1964) wurden die Quarks mit
ihrer Eigenschaft der Farbe postuliert, was später im Jahre 1966 durch die Entdeckung der
Substruktur des Protons mit den 3 Massenzentren noch einmal konkretisiert wurde. Einen Hinweis
auf das Gluon selbst wurde 2-3 Jahre später durch verschiedene Streuung an Nukleonen ( durch
Elektronen, Myonen, Neutrinos) entdeckt, dass nur die Hälfte des Impulses durch die Quarks
getragen wird. Der Rest dieser Impulsverteilung muss also durch ein Ungeladenes Teilchen
getragen werden, welches man nun als Gluon vorhersagt. Folgende Formel zeigt das Ergebnis der
1
1
18
,N
e,N
Messung: ∫ F 2  x dx≈ ∫ F 2  x dx≈0,5
5 0
0
Einige Jahre später (1976) wurde nun von Ellis, Gaillard, Ross
postuliert, wo man nach dem Gluon suchen sollte, nämlich in
Elektron-Positron-Annihilation: e e−  q q  q q g . Der
letzte Schritt der Reaktion erfolgt durch die sogenannte GluonBremsstrahlung, es wäre ein 3-Jet Bild zu sehen. Diese 3-JetBilder würden dann ebenso wie die normalen 2-Jet-Bilder
( welche häufiger beobachtbar wären) zu sehen sein. Die Energie
der kollidierenden Strahlen sollte allerdings über 15GeV
betragen.
Jets kommen durch die sogenannte Hadronisierung der Quarks
zustande. Da in der Natur keine einzelnen farbbehafteten
Zustände existieren können, aber durch die Elektron-PositronKollision zwei einzelne Quarks entstehen, erfolgt die sogenannte Hadronisierung. Es bilden sich
viele Quark-Antiquark-Paare, welche sich dann auch mit dem einzelnen Quark aus der Kollision zu
Hadronen zusammensetzen. Es entstehen mehrere, zum Teil anders geladene Hadronen (erkennbar
an der Flugbahn) die dann in ihrer Anzahl als Jets betrachtet werden können.
Experimenteller Nachweis des Gluons
Der experimentelle Nachweis des Gluons
erfolgte im Jahre 1979 am PETRASpeicherring am DESY. Hier wurde
zunächst ein 3-Jet-Bild am TASSO
Detektor nachgewiesen, was bei noch im
selben Jahr von den anderen drei
Detektoren JADE, MARK J, PLUTO
bestätigt wurde.
Entdeckung der W+,W-,Z0
Zeitliche Einordnung der Entdeckung der schwachen Wechselwirkung
Enrico Fermi postulierte 1934 aufgrund seiner Forschung über den Betazerfall, dass dieser Prozess
ein 4-Punkt-Prozess sei, welcher durch ein masseloses Austauschteilchen erfolgt. Schon vier Jahre
darauf, durch die begrenzte Reichweite der schwachen Wechselwirkung, wird durch Oskar Klein
vermutet, dass die Austauschteilchen massiv sind. Im Jahre 1967 schließlich wurde die
elektroschwache Wechselwirkung durch Sheldon Glashow, Abdus Salam und Steven Weinberg
postuliert.
Elektroschwache Wechselwirkung
Die elektroschwache Wechselwirkung vereint die elektromagnetische Wechselwirkung und die
schwache Wechselwirkung in eine Wechselwirkung. Hierbei wird das Austauschteilchen der
elektromagnetischen Wechselwirkung, das Photon im linearen Zusammenhang zum Z, dem
Austauschteilchen der schwachen Wechselwirkung mit neutralen Strömen gesetzt. Hierzu wird eine
neue Quantenzahl, der sogenannte schwache Isospin T eingeführt, welche eine Erhaltungsgröße ist.
In dieser Theorie sind vier Eichbosonen relevant, das W+,W-,W0 und das B0. Für die W+,W-,W0
gilt das der schwache Isospin gleich 1 ist wobei sich hierbei nur die der 3. Komponente des Isospins
unterscheidet. Diese 3 Ws bilden dadurch ein schwaches Isospintriplett während das B0 durch T=0
ein Singulett bildet. Wichtig hierbei ist noch die Kopplungsstärke dieser Eichbosonen, welche beim
Triplett den Betrag g hat, beim Singulett g . Die erwähnte Matrix setzt sich nun mit einen neu
eingeführten konstanten Winkel, den sogenannten Weinbergwinkel und die Eichbosonen W0 und B0
zusammen.
 = cos W sin W B 0
−sin W cos W W 0
Z0
Die Anordnung der trigonometrischen Funktionen dieser Matrix ist dieselbe wie bei der CabibboMatrix, wobei sich der Weinbergwinkel aus dem Verhältnis der schwachen Kopplungsstärken
g'
zusammensetzt und zwar mit tan W =
. Ebenso lässt sich die Elementarladung durch die
g
schwache Kopplungsstärke und den Weinberwinkel definieren e=g⋅sinW  .
 
 
Nach dieser Theorie muss es also
das Z0 existieren, was zuvor noch
nie experimentell bewiesen wurde.
Ein erster experimenteller Hinweis
fand am CERN im Jahre 1973 statt.
Dabei wurde durch MyonNeutrino-Elektron Streuung ( also
 e−   e− ) der neutrale
Strom nachgewiesen ( kein
Ladungsaustausch, elastische
Streuung, daher nur Impulsänderung). Das linke Bild wurde
am Gargamelle Detektor
aufgenommen. Die Spur des
Elektrons ist dabei sichtbar
während die des Neutrino nur
vermutet werden kann. An der
rechten Seite des Bildes steht die
schematische Beschreibung der
Bewegung des Elektrons.
Aus dieser Theorie lässt sich nun bestimmen, bei welchen Energien nach den Austauschteilchen
W+,W- und Z0 gesucht werden muss. Hierbei werden Ergebnisse aus Neutrino-Nukleon
Streuungen genutzt, speziell die Verschiedenen Wirkungsquerschnitte von neutralen Strömen
( neutral currents , nc) und geladenen Strömen ( curent currents, cc). Aus dem Verhältnis dieser
Wirkungsquerschnitte lässt sich nämlich wie folgt der Weinbergwinkel bestimmen.
 NC 1
20 4
= −sin² W  sin W 
→
sin²θw=0,234±0,013
 CC 2
27
Benutzt man nun die Näherung, dass der Prozess der schwachen Wechselwirkung punktförmig
verläuft ( Fermi, 1934), so ergibt sich folgendes für die Masse des W±:
ℏ c3
4 
M² W c4 =
⋅ 2
, wobei die Fermikonstante GF=1,16*10-5GeV-2 beträgt
8sin²  W
GF
MW
=cos W ≈0,88
Aus dem Verhältnis der Massen in der elektroschwachen Theorie gilt:
MZ
Die aus diesen Formeln errechneten Massen wären:
 M W ≈82±2,4GeV
 M Z ≈94±2,5GeV
Theoretische Erzeugung des W± und Z0
Es gibt zwei Möglichkeiten diese Vektorbosonen zu erzeugen, entweder durch Kollision von
Quarks ( grün markiert) oder durch Kollision von Leptonen ( meistens Elektronen, rot markiert).
uu  Z 0
d u  W
−
d d  Z 0

u d  W
e e−  Z 0
e e − W  W −
Betrachtet man nun diese Erzeugungsarten fällt auf, dass bei einer leptonischen Erzeugung der
W+,W- diese nicht einzeln, sondern nur Paarweise erzeugt werden können. Man müsste also
ungefähr 160MeV Schwerpunktenergie durch eine Elektron-Positron-Kollision erzeugen, was aus
damaliger technischer Sicht (Ende der 70er, ebenso kommen hier noch finanzielle Aspekte hinzu)
nicht möglich war. Man musste also zu dieser Zeit in hadronischen Kollisionen nach den W±, Z0
suchen. Die Vorzüge der Proton-Antiproton-Kollision gegenüber der Proton-Proton-Kollision liegen
hier an der Substruktur der Protonen und Antiprotonen. Das das Proton aus zwei up- und einem
down-Quark besteht, sind die Antiquarks, die man für die nötigen Kollisionen braucht, nur im
„Quark-See“ zu finden. Diese haben aber nur eine drei mal kleinere Impulsverteilung als die
Valenzquarks ( ⟨ x Seequarks ⟩≈0,04 und ⟨ x Valenzquarks ⟩≈0,12 ) . Um einen direkten Vergleich dieser
Erzeugungsmethoden zu haben, folgt die Rechnung für eine Proton-Proton-Kollision, wobei hier
das Partonmodell zur Hilfe genommen wird. Die Massen der Vektorbosonen wird mit 90MeV ( für
das schwerere Z0 Boson, siehe Abschnitt vorher) angenommen. Die Rechnung bezieht sich hier auf
die erste Kollision im grünen Kasten, alle weiter erfolgen analog. Da Proton und Antiproton die
selbe Masse haben und dies ein symmetrisches Kolliderexperiment ist, gilt für die Schwerpunktsenergie  s=2 E p . Bei einem Fix-Target-Experiment wäre die Schwerpunktsenergie
 s= 2m p  E pm p . Da die Masse der Protonen bei 0,938GeV liegt, muss die Energie des
Protons viel größer sein als bei einem Colliderexperiment. Deshalb ist es sinnvoll die Produktion
der Vektorbosonen mit einer Kollision zu erzeugen.
→ M Z = s ≈ ⟨ x u ⟩ ⟨ x u ⟩⋅s=2  0,12⋅0,04 E p
Die erforderliche Proton Energie muss also ungefähr bei E p ≈600GeV liegen. Um die
erforderliche Protonenergie der Proton-Antiproton-Kollision zu berechnen, muss in der obigen
Formel 0,12 in das ⟨ x u ⟩ eingesetzt werden, da das Antiproton aus uud besteht und das
benötigte u also dann als Valenzquark vorhanden ist. Wobei man dann einen ungefähr halb so
großen Energiewert erhält, als bei der Proton-Proton-Kollision. Hinzu kommt noch als weiterer
0
Vorzug der Proton-Antiproton-Kollision das Einsparen eines 2. Speicherrings. Aus diesen beiden
Gründen wurde der erste Nachweis des W+,W-,Z0 durch einen Proton-Antiproton-Collider
durchgeführt.
Experimenteller Nachweis des W+,W-,Z0
Unter der Leitung von Rubbia wurde 1978 das
SPS, der sogenannte Super Proton Synchrotron,
der Protonbeschleuniger des CERN, in das
Sp p S , einen Proton-Antiproton-Collider,
umgebaut, um nach den W+,W-,Z0 zu suchen.
Die Protonen und Antiprotonen werden auf
318GeV beschleunigt. Der erste Beschleuniger
des CERN, das PS (1959 erbaut) wurde hierbei
als Vorbeschleuniger eingesetzt.
Die Antiprotonen werden im AntiprotonenSpeicherring (AA) erzeugt. Hierbei werden
Photonen auf ein Kupfertarget geschossen. Diese
Methode ist allerdings sehr ineffizient, hierbei
werden pro Millionen Kollisionen lediglich ein
Antiproton erzeugt, welche dann im AntiprotonSpeicherring
gesammelt werden.
Problem hierbei ist
aber deren große
Impulsverteilung
haben. Dieses beugt
man durch die sogenannte Stochastische Kühlung vor, welche Simon
van der Meer entwickelte (Nobelpreis 1984). Hierbei wird bei dem
sogenannten „pick-up-Sensor“ die mittlere Auslenkung des Strahl
gemessen, welches dann bei dem „kicker“ durch einen kurzzeitigen
elektromagnetischen Feld korrigiert wird (s. Abbildung links).
Reaktionsprozesse bei Proton-Antiproton-Kollisionen
Die zu erwarteten Reaktionsprozesse aus der Kollision der Protonen und Antiprotonen wären
p p  W ±  X und p p  Z 0 X . X ist hierbei ein Reaktionsrest der dabei entstehen kann.
Da Bosonen eine sehr geringe Lebensdauer haben, welche
bei 10-24s liegt, müssen die Zerfallsprodukte gemessen
werden, welche links in der schwarz umrahmen Kasten
dargestellt sind. Hierbei werden nur die grün Umrandeten
dazu verwendet. Die Roten sind aufgrund der kurzen
Lebensdauer der Tauonen nicht zu detektieren. Die
Blauen sind recht schwer zu detektieren, da eine
Detektion durch den sogenannten QCD-Hintergrund
erschwert wird. Dieser QCD-Untergrund wird durch das
X in den Reaktionsprozesse erzeugt, hierbei können viele
Hadronen produziert werden (Jets). Dieser Vorgang
überlagert sich also mit denen aus dem in blauen Rahmen.
Der gelb umrahmte Prozess wird ebenfalls nicht
ausgenutzt, da Neutrinos sehr schwer zu detektieren sind. Diese fliegen einfach durch die
Detektoren durch.
Detektion der Zerfallsprodukte
Für den Nachweis der Vektorbosonen der schwachen
Wechselwirkung wurden zwei Detektoren konstruiert,
Der UA1- und UA2-Detektor. Der UA1-Detektor ist
wie folgt aufgebaut:
Von innen aus betrachtet existiert eine zentrale
Driftkammer, dann folgen Elektromagnetischer
Kalorimeter, Hadron-Kalorimeter und ganz außen um
die Kalorimeter herum ist der Myon-Detektor.
Der Zentraldetektor funktioniert nach dem Prinzip der
Ionisation der Gasatome, welche in diesem Detektor
gefüllt sind. Diese, durch Ionisation der Gase erzeugten
Elektronen, driften zu Anodendrähten, wobei dort dann
Spannungsimpuls und die Ankunftszeit gemessen
werden kann. Hier ist außerdem noch ein Magnetfeld
der Feldstärke 0,7T angelegt. Dieses beeinflusst die Flugbahn der Teilchen durch
die Lorentzkraft. Der Krümmungsradius der
Flugbahn ist dabei bestimmbar. Mit Hilfe der
GeV
] wird der
Beziehung p t≈0,3 B T in [
Tmc
transversale Impuls ermittelt.
Der elektromagnetische Kalorimeter misst die
Energie der Elektronen, Positronen und Photonen.
Hierbei bilden sich durch Bremsstrahlung ElektronPositron-Paare, diese können dann durch
Szintillatoren und Photomultiplier gemessen werden. Die Energieauflösung ist hierbei
dE
0,15
=
.
E  E [GeV ]
Im hadronischen Kalorimeter wird die Energie der Hadronen gemessen. Dieser ist ein sogenannter
Sampling Kalorimeter, welcher aus zwei Schichten aus Absorbermaterial (Pb) und
Nachweismaterial ( organische Szintillatoren) besteht. Hierbei wird ausgenutzt, dass Hadronen der
starken Wechselwirkung unterliegen. In der Absorberschicht nämlich kommt es zunächst zu
verschiedenen inelastischen Reaktionen, wodurch sowohl hadronische Schauer, also weiter
Hadronen und Kernfragmente, als auch elektromagnetische Schauer mit Photonen (z.B. durch PionZerfall), Elektronen entstehen können. Anschließend werden diese in den Szintillatorenschichten
dE
1,9
=
detektiert. Die Energieauflösung von diesem hadronischen Kalorimeter beträgt
,
E  E [GeV ]
im Vergleich zu der elektromagnetischen viel niedrigeren Auflösung. Dies liegt an der erwähnten
zuzätzlichen elektromagnetischen Schauern. Für die Myonen gilt, dass diese durch alle
Kalorimeterschichten fliegen, wobei alle anderen relevanten Teilchen in diesen absorbiert werden.
Der UA2-Detektor wurde speziell zur präzisen Vermessung der W- und Z-Massen gebaut. Er
unterscheidet sich im Aufbau gegenüber dem UA1 dadurch, dass es keinen Myon-Detektor besitzt
und kein B-Feld hat. Die Kalorimeter sind ebenfalls präziser als die Kalorimeter des UA1.
Auswertung der Messereignisse
Beim Z-Boson-Zerfall entstehen jeweils relevante Leptonen-Antileptonen-Paare. Dieses Paar fliegt
wegen der Impulserhaltung in entgegengesetzten Richtung, da die Massen dieser Leptonen und
Antileptonen gleich groß sind. Hierbei wird angenommen, dass der Transversalimpuls des ZBosons beim Zerfall ungefähr gleich 0 ist ( p Z , t≈0 ). Ziel ist es also von diesen vielen
möglichen Zerfällen durch gewisse Parameter die Nutzbaren zu isolieren. Hierbei wird zunächst als
Isolationsparameter ( im engl. cuts) eingestellt, was man auch event-selection nennt, sodass die
transversale Energie Et>25GeV ist und es zwei elektromagnetische Cluster existieren. Als weiteres
0
gilt für die Elektronenspur, dass diese isoliert ist und einen transversalen Impuls im Zentraldetektor
mit pt>7GeV hat. Außerdem sollte im hadronischen Kalorimeter der Energieverlust kleiner als
600MeV sein. Zudem muss der Gesamttransversalimpuls unter 3GeV liegen. Die letzte Bedingung
hierbei ist, dass der zweite Cluster auch eine isolierte Spur hat. Darstellbar sind alle Zerfälle
zunächst in einem sogenannten Eventdisplay (s. Bild unten links). Hierbei werden alle Flugbahnen
im Detektor dargestellt. Nach den Cuts sind nur noch die Relevanten sichtbar ( s. Bild unten links).
Im mittleren unteren Bild ist die Auswirkung der Cuts auf die verschiedenen Events zu sehen. Die
Relevanten liegen alle tatsächlich um den angepeilten 90 MeV ( mittleres Diagramm, unten).
Das rechte Bild stellt sogenannte Legoplots dar. Aus diesen kann man direkt die transversale
Energie der zwei Hauptpeaks, also die Energie der Zerfallsprodukte des Z-Bosons herauslesen. Da
diese Leptonischen Zerfallsprodukte genau entgegengesetzt von einander weg fliegen, muss der
Gesamtraumwinkel auch 180° unterschied betragen, was in den Legoplots durch Azimutal- und
Transmutalwinkel erkennbar ist.
Aus diesen Messdaten kann man nun die Masse des Z-Bosons ausrechnen. Dies erfolgt mit der
Formel für die relativistische Energie:
m=   E l 1 E l 2 ²− p l 1pl 2  ²= 2 E 1 E 2⋅1−cos 
Die historischen Messwerte die das UA1 damals detektiert hatte bestanden aus vier Messwerten mit
Elektron-Positron-Paaren und eine mit einem Myon-Antimyon-Paar. Das UA2 detektierte ebenfalls
vier Elektron-Positron-Paaren. Die daraus resultierenden historischen Ergebnisse waren:
Juli 1983: MZ(UA1)=(95,2±2,5)GeV
September 1983: MZ(UA2)=(91,9±1,3)GeV
Im nachfolgenden Teil werden diese Werte mit denen verglichen, die durch Präzisionsmessungen
am CERN verfeinert wurden. Diese Messwerte entsprechen ungefähr denen, die die Theorie
voraussagt.
Die relevanten Zerfälle des W- haben jeweils ein Lepton und
ein Antineutrino als Produkte (W+ hat ein Antilepton und
Neutrino als Produkte. Für das Messprinzip ist die
unterschiedliche Ladung irrelevant. Rechts ist ein
Zerfallsschema für den Zerfall des W+-Boson zu sehen.), was
hierbei die Isolation der relevanten Teilchen erschwert. Die Neutrinos können nicht detektiert
werden, sie fliegen einfach durch den Detektor durch. Außerdem kommt noch hinzu, dass diese
Zerfallsprodukte unterschiedliche Massen besitzen und deshalb aufgrund der Impulserhaltung
( auch hier nehmen wir eine Zerfall mit gesamt Transversalimpuls =0 an) nicht um 180°
voneinander weg fliegen wie beim Z0-Zerfall. Der fehlende Impuls in der Impulsmessung des
Detektors durch das Neutrino kann aus der Impulserhaltung nachgerechnet werden. Da hier auch
angenommen wird, dass der Gesamttransversalimpuls ungefähr =0 ist, muss der fehlende
Transversalimpuls des Neutrinos betragsmäßig genauso groß sein wie der des Leptons. Hierbei gilt
M ⋅c
für den Transversalimpuls des Leptons: p lt≈ W sin  .
2
Die event-selection funktioniert diesmal wie folgt: Zunächst werden
isolierte Spuren im Zentraldetektor mit dem Transversalimpuls pt>7GeV
extrapoliert. Im hadronischen Kalorimeter wird der Energieverlust auf
unter 600MeV angenommen. Der Azimutalwinkel der Elektronenbahn, in
welchem keinen Jets sind, wird dabei betragsmäßig unter 30° festgelegt
(d.h. ∣ ∣30 ° ). Die fehlende Transversalenergie wird auf über
15GeV angenommen. Der elektromagnetische-Schauer muss außerdem
im Zentrum des elektromagnetischen-Kalorimeters stattfinden. Durch
diese Cuts werden 43 events aus den 150000 detektierten events
ausgewählt. Das Bild auf der rechten Seite zeigt das passende eventdisplay des W-Zerfalls.
Die Masse des W-Bosons wird hierbei anders bestimmt als beim ZBoson. Hierzu wird die Abhängigkeit des Wirkungsquerschnitt mit dem
Impuls ausgenutzt.
2pt
d
d  dcos 
d
1
=
=
dp t dcos  dp t
dcos  M W c M W c

²− pt ²
2
Das Maximum liegt hierbei offensichtlich bei
M W⋅c
e
. Dies wird auch Jakobisches Maximum
pt ≈
2
genannt. Da der Zerfall des W-Bosons nicht in Ruhe
stattfindet und die Zerfallsbreite endlich ist, ist die
Verteilung verschmiert. Das Diagramm links zeigt die
transversale Masse, welche auf der x-Achse dargestellt ist
( Berechnung erfolgt durch 2pt/c). Aus der Position des
Maximum lässt sich die gesuchte Masse bestimmen. Der
errechnete historische Wert hierbei ist:
→ MW=(80,9±1,5)GeV
Dieser Wert stimmt also ebenfalls mit dem postulierten Wert aus der elektroschwachen
Wechselwirkung grob überein.


Präzisionsmessungen
Präzisionsmessung des W±,Z0 am LEP
Ab Ende der 80er wurden am LEP und am Tevatron
spezielle Messungen durchgeführt, welche die Massen der
W±,Z0 genauer vermessen sollten. Bei der Messung des ZBosons des LEP am CERN wurde dabei der Bereich von
(88-94)GeV genauer gescannt. Es wurden hierbei nicht nur
die Massen genauer gemessen, sondern auch die
Zerfallsbreite der Leptonen/Hadronen, Resonanzkurve, den
Verlauf der Resonanzkurve und verschiedene Wirkungsquerschnitte. Da
das LEP ein Elektron-Positron-Collider ist, ist die Messung
entsprechend genauer, da diese Teilchen keine innere Struktur besitzen.
Der Schwerpunkt ist relativ genau bekannt im gegensatz zu denen der
Protonen/Antiprotonen aus dem Sp p
 S . Die Messung erfolgt mit
dem Prinzip der Z-Resonanz, welche man im rechten Diagramm sehen
kann. Dort wurde der Wirkungsquerschnitt gegenüber der
Schwerpunktsenergie aufgetragen. Zu sehen ist auch die Energie der anderen Beschleuniger die
vorher schon Elektronen-Positronen-Paare beschleunigt haben. In den folgenden Diagrammen ist
der Bereich von 86GeV-94GeV aufgezeichnet. Durch einen QED-Korrektur-Term wird die
gemessene Kurve (grün) korrigiert (gestrichelte Linie). Aus dem Wert des Maximums der
Lorentzkurve ( welche eine Breit-Wigner-Verteilung ist) lässt sich die Masse genau bestimmen.
Eine weitere wichtige Messung, die aus diesen Messwerten erfolgt, ist die Bestimmung der Anzahl
der leichten Neutrinos. Wie man aus dem folgenden Diagramm sehen kann, sind die entsprechenden
Kurvenverläufe für die unterschiedlichen Werte der Anzahl der Neutrinos aufgezeichnet. Für die
gängige Theorie des Standardmodells spricht, dass die Kurve für welche drei Leptonenfamilien
existieren exakt mit der Messkurve übereinstimmt. Da dies eine Breit-Wigner-Verteilung ist, setzt
sich die Halbwertsbreite aus den Zerfallsbreiten der möglichen Produkte der Elektron-PositronAnnihilation zusammen. Die anderen beiden Kurven kommen also durch die Variation der
Zerfallsbreite zustande (für zwei Neutrinos wird eine Neutrinozerfallsbreite abgezogen, für vier
Neutrinos wird eine addiert).
Quellen
•
Phys. Lett. B122
•
Phys. Lett. B166
•
Phys. Lett. B46
•
Nobel Lecture 1984: Carlo Rubbia - Experimental Observation of Intermediate Vector Bosons W+,W- und Z0
•
Nobel Lecture 1984: Simon van der Meer – Stochastic Cooling and the Accumulation of Antiprotons
•
RevModPhys.71S.96
•
Povh, Rith, Scholz, Zetsche – Teilchen und Kerne
•
Berger – Elementarteilchenphysik
•
Scharf-paper, Scharf-talk
•
www.wikipedia.de u.a. ua1.pdf
•
www.desy.de Diverse PDFs