Przeskocz do treści

Delta mi!

Loading

Elementarz cząstek elementarnych

LHC, cząstka Higgsa, stare i nowe problemy, nowe idee

Piotr Chankowski

o artykule ...

  • Publikacja w Delcie: luty 2017
  • Publikacja elektroniczna: 31 stycznia 2017
  • Autor: Piotr Chankowski
    Afiliacja: Wydział Fizyki, Uniwersytet Warszawski
  • Wersja do druku [application/pdf]: (298 KB)

W 2009 r. po wielu latach przygotowań - udział w takim przedsięwzięciu wypełnia dziś niemal całą karierę fizyka-doświadczalnika - uruchomiony został |(Δ908;Δ1109;Δ310) w CERN-ie akcelerator LHC zderzający przeciwbieżne wiązki protonów i mający, według powszechnych oczekiwań (Δ1 ); 05 umożliwić dokonanie zasadniczych odkryć w fizyce wysokich energii...

Istotną charakterystyką LHC jest uzyskiwana w nim bardzo duża świetlność rzędu 1034 cm −2s−1 (tak duża świetlność jest nieosiągalna w przypadku zderzeń pp¯ z powodu oczywistych komplikacji z wytwarzaniem i gromadzeniem antyprotonów). Dzięki temu nawet mające bardzo mały przekrój czynny zdarzenia (produkcja jakichś cząstek) mają szansę zostać zarejestrowane (jeśli tylko pozwala na to zachowanie energii).

obrazek

Pierwszym etapem przeprowadzonych w LHC badań było, jak to ujmowano, ponowne "odkrycie" fizyki Modelu Standardowego, tj. zarejestrowanie znanych i zbadanych już (we wcześniejszych eksperymentach, takich jak Tevatron) procesów i sprawdzenie, że wszystko się zgadza z istniejącymi już danymi  1 |(∆11). Potwierdziło to gotowość LHC i czterech głównych zespołów doświadczalnych, dysponujących czterema różnymi detektorami: ATLAS, CMS, LHCb i Alice (zob. ich zdjęcia na okładce |∆105 ) do eksploracji nowych terytoriów i, w pierwszym rzędzie, do poszukiwania bozonu Higgsa  9 7 |(∆10,∆ 11), tj. badania mechanizmu naruszenia elektrosłabej symetrii cechowania (zob. odc. I, II i III).

Jak pisałem na samym początku tego cyklu, odkrycie cząstki Higgsa można uznać za zwieńczenie całego długiego, opisanego w tych artykułach, rozdziału badań nad strukturą materii. Uzyskana zgodność z przewidywaniami Modelu Standardowego jest bowiem na tyle dobra (∆ 7), 13 że niezależnie od ewentualnych przyszłych odkryć Model Standardowy pozostanie spójną (tj. spełniającą wszystkie wymogi fizyczne) teorią poprawnie opisującą oddziaływania kwarków, leptonów i bozonów cechowania o energiach nie przewyższających skali Fermiego ( −1~2≈250GeV G F ).

Sukces ten nie oznacza oczywiście końca badań w fizyce wysokich energii. Model Standardowy jest teorią bogatą i bardzo skomplikowaną. Wiele jego aspektów opisanych jakościowo w odcinku II wciąż wymaga głębszego zbadania. Przede wszystkim konieczne jest lepsze zrozumienie dynamiki oddziaływań kwarków i gluonów, odpowiedzialnej za formowanie się hadronów. Dzięki szybkiemu wzrostowi w ostatnich dekadach mocy obliczeniowej komputerów pomocne są tu obliczenia numeryczne, w których tworzącą kontinuum czasoprzestrzeń, na której zdefiniowane są pola kwantowe, redukuje się do dyskretnej i skończonej sieci punktów. Obliczenia takie potwierdzają poprawność chromodynamiki kwantowej jako teorii oddziaływań silnych i pozwalają praktycznie wyznaczać niektóre wielkości konieczne do analizy fizyki zapachu i łamania CP (odcinek V). Same jednak nie zastąpią zrozumienia analitycznego. Konieczne jest też lepsze zrozumienie, poprzez pomiary różnego rodzaju rozkładów partonów struktury nukleonu, w tym roli gluonów i kwarków w tworzeniu całkowitego spinu nukleonu (który musi wynosić 1ħ 2!). Zagadnienia te są badane w eksperymencie COMPASS w CERN-ie (rozpraszanie mionów produkowanych przez synchrotron protonowy na tarczy spolaryzowanych nukleonów) oraz w akceleratorze RHIC w Brookhaven, jedynym na świecie mogącym zderzać wiązki spolaryzowanych protonów. Jeszcze innym zagadnieniem, badanym eksperymentalnie (w COMPASS-ie, w laboratorium Jeffersona w USA w zderzeniach e− z tarczą oraz w zderzeniach |pp w LHC) i teoretycznie, są procesy produkcji konkretnych hadronów (tzw. procesy ekskluzywne), głównie mezonów ( π ,ρ ,ϕ, w rozpraszaniu leptonów i J/ψ ,Υ w zderzeniach |pp). Teoretyczne obliczenia wykorzystujące sieci są tu niemożliwe i wykorzystywane są różne zaawansowane matematyczne metody kwantowej teorii pola. Wreszcie dziedziną burzliwie rozwijającą się w ostatnich latach, zarówno eksperymentalnie (RHIC, LHC oraz SPS) jak też i teoretycznie, jest badanie zderzeń ciężkich jonów, w których to zderzeniach na krótką chwilę powstaje materia hadronowa o wielkiej gęstości i wysokiej temperaturze (tj. średniej energii na cząstkę), czyli warunki, jakie panują we wnętrzach gwiazd lub jakie miały miejsce na wczesnych etapach ewolucji Wszechświata (oczekuje się, że w takich warunkach powinien powstawać nowy stan materii, tzw. plazma kwarkowo-gluonowa, |(∆1005) ). Jest to bardzo obszerna i fascynująca dziedzina, leżąca na styku fizyki wysokich energii, fizyki statystycznej, a także relatywistycznej hydrodynamiki.

Oprócz tych obszarów badań, które od strony teoretycznej w zasadzie w całości obejmowane są przez Model Standardowy, pozostaje wiele zagadnień, które wymagają modyfikacji tej teorii (czyli stworzenia teorii ogólniejszej). Po pierwsze, sama struktura Modelu Standardowego nasuwa istotne pytania o charakterze teoretycznym. Wymienić tu należy pytanie o pochodzenie struktury grupy cechowania (w tym o kwantyzację ładunku elektrycznego w jednostkach 1 3e) i chiralnego charakteru oddziaływań bozonów cechowania z fermionami, o wyraźnie hierarchiczne widmo mas tych ostatnich i takiż charakter elementów macierzy CKM (odcinek I), a także pytanie o liczbę generacji. Nierozstrzygnięte nadal pozostaje pytanie o charakter neutrin (odcinek VI) oraz pochodzenie ich mas i macierzy PMNS. Wreszcie, bez odpowiedzi pozostaje wciąż pytanie, dlaczego oddziaływania silne zachowują parzystość kombinowaną CP. Jeszcze jednym istotnym problemem Modelu Standardowego, jaki dostrzegają teoretycy, jest stabilność skali Fermiego (zob. niżej). Problem stanowi też za duży (o 120 rzędów wielkości!) wkład próżniowych fluktuacji kwantowych pól Modelu Standardowego do stałej kosmologicznej (∆ 598,∆ 1006,∆ 1211,∆ 1012). W tle wszystkich tych pytań pozostaje zawsze ostateczny cel teoretycznych badań w fizyce wysokich energii, jakim jest stworzenie jednej teorii wszystkich oddziaływań z grawitacyjnymi włącznie (Weinberga sen o teorii ostatecznej).

obrazek

Po drugie, w miarę pogłębiania się zrozumienia związków fizyki wysokich energii z kosmologią i astrofizyką |(∆305), stało się jasne, że jakkolwiek wyniki wszystkich eksperymentów laboratoryjnych są, jak dotąd, dobrze ujmowane przez Model Standardowy, istnieją fakty fizyczne, których teoria ta nie uwzględnia. Przede wszystkim z analizy modeli kosmologicznych wynika, że |23% gęstości energii Wszechświata (∆ 598) stanowi tzw. ciemna, bo nieświecąca, materia ( ∆ 786, |∆600,∆1003, ∆ 1203,∆ 704,∆ 107,∆ 207, ∆1112,∆613 ). Panuje też powszechne przekonanie, że energię tę stanowią tworzące otoczki galaktyk (tzw. galaktyczne halo) jakieś stabilne (lub o czasie życia rzędu wieku Wszechświata) cząstki bardzo słabo oddziałujące ze zwykłą materią (możliwe są jednak i inne interpretacje danych - zob. ∆ 508 ). Istnienia takich cząstek Model Standardowy w ogóle nie przewiduje. Innym ważnym zagadnieniem kosmologicznym, w oczywisty sposób wiążącym się z fizyką wysokich energii, jest problem bariogenezy, czyli powstania we Wszechświecie nadwyżki materii (o dodatniej liczbie barionowej) nad antymaterią |(∆12). 10 Jak pisałem (odcinek III), aby podczas zachodzącej w miarę stygnięcia Wszechświata (wskutek jego kosmologicznej ekspansji) anihilacji materii i antymaterii oprócz fotonów (i neutrin) pozostała jeszcze pewna ilość materii (z której powstały galaktyki i wszystko, z czym mamy do czynienia!), muszą, na jakimś etapie ewolucji Wszechświata, być spełnione trzy warunki Sacharowa  12 (∆ 02). Spełnienie tych warunków musi być z kolei konsekwencją teorii opisującej oddziaływania elementarne przy energiach odpowiadających temu etapowi ewolucji Wszechświata, czyli panującej w nim wtedy temperaturze T . Model Standardowy przewiduje wprawdzie niezachowanie liczby barionowej w wysokich temperaturach (odcinek II), kłopot sprawiają jednak dwa pozostałe warunki Sacharowa. Jeśli przyjąć, że teoria ta jest słuszna w całym zakresie energii, to jedynym etapem ewolucji Wszechświata, na którym mogłaby powstać nierównowaga termodynamiczna, jest przemiana fazowa, w której powstaje kondensat pola Higgsa. Okazuje się jednak, że gdy masa cząstki Higgsa wynosi 125 GeV, przemiana ta zachodzi bardzo łagodnie i zaburzenie równowagi termodynamicznej jest za słabe. Co więcej, nawet gdyby masa cząstki Higgsa nie była tak duża i przemiana fazowa byłaby dostatecznie gwałtowna, łamanie CP, jakie przewiduje Model Standardowy, jest niewystarczające (ściślej, łamanie CP w oddziaływaniach fermionów z polem Higgsa jest zbyt małe). Model Standardowy nie przewiduje też istnienia żadnego pola, którego ewolucja w czasie mogłaby być przyczyną inflacji (∆ 7), 01 która przez ostatnie 30 lat stanowiła jeden z fundamentów współczesnej kosmologii (ostatnio podnoszą się jednak głosy podające w wątpliwość ten etap kosmologicznej ekspansji Wszechświata).

  • Cały artykuł dostępny jest w wersji do druku [application/pdf]: (298 KB)