SZILLÁSI ZOLTÁN 

Higgs-bozonok keresése 


Kérem a tisztelt olvasót, ne lepõdjön meg a címen. Az írás tényleg a Higgs-bozonok kísérleti keresésérõl szól. Még mielõtt azonban a keresés leírásába belefognék, érdemes kicsit körüljárni eszközeinket, a detektorokat, de írok arról is, hány Higgs-bozon jelenik meg az elméletekben (nem kell megijedni, bonyolult képletek nélkül). A cikk végén szó lesz a Higgskeresés legfontosabb elemeirõl, az eredményekrõl, és legfõképpen arról, mi magyarok mennyire „rúghatunk labdába" ebben az izgalmas kutatási témában.
A mai részecskefizikában igen nagy és bonyolult detektorokat használunk. Ennek egyik oka az, hogy a tudományterület manapság rengeteg kérdést vet fel, s ha minden egyes probléma megoldására új (bár a feladathoz tökéletesen megépített) detektort terveznénk, ez a mai (nem kis!) költségek sokszorosára rúgva, s ráadásul a helyigénye is óriási. A másik ok, hogy az egyedi, manapság érdekes folyamatok hatáskeresztmetszete1 olyan kicsi, hogy ha egyszerre csak egy problémára koncentrálnánk, a kutatások akár több évtizedig is eltartanának.
Mindemellett meg kell még említenünk, hogy a ma érdekes folyamatok olyan hatalmas energián játszódnak le, aminek elõállításához hatalmas gyorsítókat kell építeni2. E gyorsítók mérete kilométeres nagyságrendû, energiafogyasztása pedig összemérhetõ egy Debrecen méretû városéval.
A világ ma legnagyobb nemzetközi együttmûködése a jelenleg húsz tagországot (beleértve hazánkat is) tömörítõ, genfi székhelyû CERN. Itt található a 27 kilométer kerületû Large Electron Positron Collider (LEP, Nagy Elektron-Pozitron Ütköztetõ), melyen négy nagy kísérlet is folyik.
Az elmondottak alapján érthetõ, hogy a modern kísérleti részecskefizika szakított az évszázadokig tartó „hagyományokkal", kilépett az „elefántcsonttoronyból". Nem ritkaság ma már, hogy akár ezer fizikus is együtt dolgozik ugyanazon a témán3.
 
Ezen kis kitérõ után essen szó bõvebben a kutatáshoz használt detektorokról. A kísérletek célja, hogy az adott folyamatok különbözõ fizikai paramétereit meghatározzuk. A még nem látott mechanizmusoknál (amelyeket az elméletek megjósolnak) pedig az a feladat, hogy az adott folyamatot megtaláljuk. Mindkét esetben azonosítani kell a folyamatokban résztvevõ, megfigyelhetõ4 részecskéket. A részecske-azonosításhoz ismerni kell a szóban forgó részecske impulzusát, pályáját és energiáját (1. ábra).


1. ábra. Általános célra tervezett részecskefizikai detektor. Adetektor „hagymahéjszerûen" épül fel. Legbelül találhatók a töltött részecskék pályáját meghatározó aldetektorok (szilíciumdetektor és vertexdetektor). Ezt követik az elektromágneses-, majd hadron-kaloriméterek. Végül, a legkülsõ héjon találhatók a müonkamrák. A detektort egy szolenoid mágneses terébe építették, amely segítségével a részecskepályák görbületébõl a töltött részecskék impulzusa meghatározható


Köztudott, hogy mágneses térben a töltött részecskék a részecske töltésétõl, impulzusától és a mágneses tér erõsségétõl függõ körpályán mozognak. Ezt kihasználva a detektorok általában a szolenoid mágneses terében vannak. Így - a mágneses tér mértékét pontról pontra ismerve - a részecske impulzusa meghatározható pályaelemeinek mérésével5. Ennek érdekében a detektorok legbelsõ részén általában olyan detektorelemek helyezkednek el, amelyek a töltött részecskék pályáját nagy pontossággal (néhány mikrométer) határozzák meg.
A részecskék két nagy kategóriába oszthatók energiájuk mérésének módja szerint: elektromágnesesen és hadronikusan kölcsönhatókra. Az elektromágnesesen kölcsönhatók - az energia mérésére szolgáló eszközben, a kaloriméterben - alapvetõen az alábbi folyamattal veszítik el energiájukat. Tegyük fel, hogy a bejövõ részecske egy elektron. Ez elektromágnesesen kölcsönhat a kaloriméterben levõ atommagokkal. Ennek eredményeképpen kisugároz egy fotont (így energiája csökken). A kirepülõ foton szintén a kalorimétert alkotó atomok magjainak terében egy elektronra és egy pozitronra esik szét. Ez a folyamat a párkeltés.Ha az eredeti elektron és a másodlagos elektron energiája megengedi, újabb fotonok keletkezhetnek. A folyamat zápor kialakulásához vezet, amit az átlátszó kristályokból készült kaloriméter felvillanással jelez. Ennek nagysága és egyéb paraméterei a bejövõ részecske energiájáról árulkodnak.
A hadron-kaloriméterekben a részecskék energiájukat a rendszerint nagy rendszámú elemekbõl (például uránium) felépülõ kaloriméter-anyaggal történõ magreakciók formájában adják le. A hadron-kaloriméterek egyik típusa az úgynevezett mintavevõ.Ebben a típusban egymással váltakozva helyezkednek el a nagy rendszámú rétegek és a szcintillátorok6. Durván fogalmazva, a szcintillátor akkor ad jelet, ha az elõtte levõ rétegen át tudott hatolni a részecske. Így információ kapható a részecske energiájáról.
A leírt energiamérésen kívül a kaloriméterek a részecske becsapódásának helyét is mérik azzal, hogy nem egy tömbben készülnek, hanem „téglaszerûen" fedik le a rendelkezésükre álló helyet. Persze tudnunk kell, hogy ez a helyzetmeghatározás nagyságrendekkel pontatlanabb, mint a kimondottan erre a célra épülõ detektoroké. Amíg a helyzetmeghatározó detektorok csak a töltött részecskék pályáját tudják mérni, addig a kaloriméterek helyinformációt adnak a semleges részecskékrõl is.
A részecskék azonosításakor még két fontos részecsketípusról beszélnünk kell. Az egyik a müon. Ez azért olyan kivételes, mert áthatolóképessége nagy, azaz gyakorlatilag csekély energiaveszteséggel képes keresztülhatolni az egész detektoron. Szerencsére, töltött részecske lévén pályája meghatározható. Mérésére általában a detektorok legkülsõ „héján" is elhelyeznek (esetenként több) helyzetmeghatározó detektort. Ezek már csak a müonokat érzékelik, mert a többi töltött részecske már a detektor belsõbb rétegeiben elnyelõdik (így mérhetõ az energiája). A másik különleges részecske7 a neutrínó.A neutrínó különlegessége abban áll, hogy csak nagyon gyengén képes kölcsönhatni az anyaggal. Meghökkentõ, hogy a neutrínó képes úgy keresztülhatolni a teljes Földön, hogy közben nem veszít energiát, így észlelése és fõleg energiamérése az általános célú detektoroknál reménytelen8. Aneutrínókat a már ismertetett kísérletek indirekten mutatják ki. Világunkban az egyik legérvényesebb törvénypár az energia- és az impulzusmegmaradás törvénye. Ezek azt mondják ki, hogy egy zárt rendszer (a részecskék ütközése a gyorsító belsejében annak tekinthetõ) energiája és összimpulzusa a rendszer komponenseinek reakciója elõtt és után is azonos. Összehasonlítva a részecskefizikai folyamat elõtti részecskék energiáját és összimpulzusát a folyamat után megfigyelhetõ részecskék energiájával és impulzusával, megkapható azoknak a részecskéknek az energiája és impulzusa, amelyek nem hagytak semmiféle információt a detektorban.

Hány Higgs-bozon van?

Ahogy a Standard Modell leírásában is láttuk9, az elektrogyenge folyamatoknál felvetõdött a kérdés: hogyan lehetséges, hogy a kölcsönhatásokat közvetítõ részecskék közül a fotonnak nincs tömege, míg a Z-és W-bozonoknak van. Ráadásul a Z- és W-bozonoknak nem is kicsi a tömege: mZ=91 GeV, mW=80 GeV (ez okozza, hogy olyan gyenge a gyenge kölcsönhatás). A Standard Modell önmagában azonban nem képes számot adni a tömegekrõl. Kitalálták hát a spontán szimmetriasértés elméletét10. Az elmélet ekkor már sikeresen számot adott a W- és Z-bozonok tömegérõl, viszont megjelent egy addig ismeretlen részecske: a Higgs-bozon, amelynek tömegére ez a modell csak nagyon laza alsó és felsõ tömegkorlátot képes adni11.
Mivel még senki sem látott Higgs-bozont, nem tudjuk megmondani, hogy az egy Higgs-bozonos Standard Modell helyes leírást ad-e. Ezért az elméleti fizikusok - mintegy elõre gondolkodva - olyan modelleket is alkottak, amelyekben több Higgs-bozon is van. Ezek egyike az úgynevezettkét-dublett kiterjesztésû Standard Modell.Ebben azonban már nem egy, hanem öt Higgs-bozon létezik, ezek közül három (H, h, A) semleges, míg kettõ (H+, H-) töltött. Például a ma oly divatos Minimális Szuperszimmetrikus Standard Modellben12 is az öt Higgs-bozonos mechanizmus nyomait kutatjuk.

A Higgs-bozon keletkezése és bomlása

Mint láttuk, a Standard Modellen kívül több párhuzamos elmélet is létezik a Higgs-bozonokra. Mivel azonban nem tudjuk, melyik elmélet írja le helyesen a világban zajló folyamatokat, mindegyik hipotézist vizsgálnunk kell, azaz keresnünk kell olyan folyamatokat, amelyeket az elmélet megjósol. Mivel sem a Standard Modell, sem annak kiterjesztései nem adnak konkrét értéket a Higgs-bozon(ok) tömegére, olyan keresési stratégiát kell választani, ami végiglépeget a mai gyorsítók által szolgáltatott energiatartományon. Ennek két következménye is van. Elõször is az, hogy az egyre nagyobb energiákon egyre több folyamat képes Higgs-bozont létrehozni, azaz egyre több keletkezési, és ezzel együtt bomlási folyamatot kell vizsgálnunk. A másik következmény abból ered, hogy a gyorsítótechnika fejlõdik, azaz minden évben kicsit magasabb energiát tudunk elérni. Ezért a kutatásokat minden energialépésnél meg kell ismételni, közben pedig új és új ötleteket kell használni.
A CERN LEP gyorsítóján két magyar tudóscsoport is foglalkozik a Higgs-bozonok kutatásával. A Debreceni Egyetem munkacsoportja Baksay Lászlóvezetésével az L3 nevû detektoron dolgozik, az 1995-tõl gyûjtött adatokat elemezik és rajtuk a Standard Modell két dublettkiterjesztésében megjelenõ töltött Higgs-bozonokat keresnek. A másik csoport Horváth Dezsõ vezetésével az OPAL detektoron keres Higgsbozonokat. Mindkét csoport három éve dolgozik a CERN-ben, és dacára annak, hogy még mindig ugyanazt a részecskét keresik, éppen a fent említett okok miatt állandóan van munkájuk.
A Higgs-bozonok keletkezése nagymértékben függ az elérhetõ energiától. Általánosan fogalmazva, Higgs-bozon akkor keletkezhet egy számára megengedett13 folyamatban, ha a keletkezésére fordítható energia legalább egyenlõ a Higgsbozon nyugalmi tömegével.
A Standard Modell Higgs-bozonjának kutatásakor a CERN-i LEP-gyorsító által ma elérhetõ energiákon (@200 GeV) leginkább az úgynevezett Higgs-sugárzást keresik. Ekkor a detektorban az egymással ütközõ elektron és pozitron megsemmisülésekor egy virtuális Z*-bozon keletkezik, ami jelen esetben annyiban különbözik a gyenge kölcsönhatást közvetítõ bozontól, hogy nagyobb a tömege. Ez a Z*-bozon azután egy H Higgs-részecske kibocsátásával „bomlik" le a jól ismert Z-bozonba. Mindkettõ élettartama rendkívül kicsi, így csak a Z, illetve a H bomlástermékeit tudjuk megfigyelni. Az ütközõnyalábos leptongyorsítókban az SM-Higgs még két keletkezési módjának van értékelhetõ valószínûsége: az ún. Wfúziónakés a Z-fúziónak. W-fúziósorán az ütközõ elektron és pozitron egy-egy W-bozontbocsát ki, melyek Higgs-bozonná egyesülnek, a W-bozonok kibocsátása után pedig egy elektron- antineutrínó és egy elektron-neutrínó marad vissza. A Z- fúzióban a bejövõ elektron és pozitron nem változik meg, csak az ütközésükre fordítódott energia (itt két Z-bozon) alakul át Higgs-részecskévé. Ezt a két folyamatot csak megemlítettük, ugyanis nem vizsgálják õket, mert a hatáskeresztmetszetük (azaz a bekövetkezésük valószínûsége) mintegy százszor kisebb, mint a Higgs-sugárzásé a modern gyorsítókkal elérhetõ energiákon (2. ábra).

2. ábra. Az ábrán a 189 GeV gyorsítóenergián várható három Standard Modell Higgs-bozon keltési folyamat hatáskeresztmetszete látható a Higgs-bozon tömegének függvényében. Figyeljük meg, hogy mind a W-fúzió, mind a Z-fúzió bekövetkeztének hatáskeresztmetszete mintegy két nagyságrenddel kisebb a Higgs-sugárzás hatáskeresztmetszeténél


A Standard Modell két-dublettes kiterjesztésében több Higgs-bozon fordul elõ. Ezek keletkezése kicsit eltér a fentebb leírt SM-Higgs keletkezésétõl. Foglalkozzunk elõször a semleges Higgs-bozonokkal. Itt a három semleges Higgs közül csak egy keletkezhet Higgs-sugárzás útján, ez a Higgsbozon viszont tovább bomolhat két A-Higgsre. A megengedett folyamatok közül nagy még a valószínûsége annak, hogy az elektron-pozitron megsemmisülésbõl származó Z*-bozonból a fentiektõl eltérõen nem Z, hanem A keletkezik. Ekkor tehát a végállapotban két Higgs-bozonunk lesz: egy H és egy A.
A két-dublettes kiterjesztésben keletkezhetnek még töltött Higgs-bozonok is. A töltésmegmaradás törvénye miatt ezek azonban csak párban keletkezhetnek, mert a folyamatot megelõzõ állapotban sem volt az össztöltés nullától különbözõ (gondoljunk csak arra, hogy az elektron és a pozitron töltését ha összeadjuk, akkor nullát kapunk). Ilyenkor azt várjuk az elmélet szerint, hogy az elektron és a pozitron megsemmisülésekor keletkezõ (szintén semleges) Z* esik szét a töltött Higgsekre.
Természetesen, ahogy arról már írtunk, sem a Higgsbozonok, sem a Z-, illetve W-bozonok nem figyelhetõk meg a detektorban közvetlenül. Kimutatásuk csak bomlástermékeiken keresztül lehetséges. Amint azonban látni fogjuk, a helyzet ennél sokkal bonyolultabb.
A Higgs-bozon a tömeghez csatolódik. Ez a nagyon „tudományízû" kijelentés azt takarja, hogy a Higgs a legnagyobb valószínûséggel a lehetõ legnagyobb tömegû részecskébe bomlik. A lehetõ legnagyobb tömegû pedig az a részecske, amelyiknek nyugalmi tömege legfeljebb akkora, mint (az esetlegesen mozgó) Higgs tömege14.
A jelenlegi gyorsítókkal elérhetõ energiákon a Higgs-bozonok nem tudnak W-, vagy Z-párokba bomlani, illetve a kvantummechanika miatt tudnak, de ennek a valószínûsége rendkívül kicsi. Azt a megállapítást tehetjük tehát, hogy ha a Higgs leptonikusan bomlik, akkor ezt tau-részecskébe (t) teszi. Persze, ekkor sem egy tauba bomlik, hanem rögtön kettõbe, mert ennek a bomlásnak is meg kell felelnie egyrészt a töltésmegmaradás törvényének, másrészt az úgynevezett leptonszám- megmaradás törvényének. Így tehát a várt bomlási mód: H®t+t- (3. ábra).

3. ábra. A Standard Modell Higgs-bozon bomlási folyamatainak hatáskeresztmetszetei a Higgs-bozon tömegének függvényében. Az ábrán látható, hogy azon a Higgs-bozon tömegtartományon, amelyen kísérleteink érzékenyek (mH < 110 GeV), a Higgs-bozon fõleg b kvarkpárokba, illetve t+t- leptonpárokba bomlik

Nézzük most a Higgsek hadronikus bomlását. Tudjuk, hogy a hat kvark tömege igencsak eltérõ15. Így az elõbbiekben vázolt tömeghez kötõdés miatt csak a két legnehezebb kvark, a b- és a t-kvark jöhet igazán számításba. A t tömegérõl azonban tudjuk, hogy az kb. 174 GeV, ami igencsak több, mint amekkora Higgseket mi a gyorsítóinkkal egyáltalán létre tudnánk hozni. Marad tehát a b-kvark. Az utána tömegben következõ c-kvarkba bomlás valószínûsége már olyan kicsi, hogy azt nem is vizsgálják. Természetesen a Higgs itt sem b-kvarkba bomlik, mert akkor a töltésmegmaradás mellett sok más megmaradási törvény sérülne. Például a színsem maradna meg, azaz mivel a Higgs-nek nincs színe, a b-nek pedig okvetlenül kell legyen, a b-be való bomlásnál a kezdeti szín (semleges) természetesen nem lenne azonos a bomlás utáni színnel. Egy semleges részecske bomlásánál ilyenkor tehát az a legkedvezõbb, ha egy részecskébe, plusz annak antirészecskéjébe bomlik. Jelen esetben ez úgy néz ki, hogy H ® b16. Így minden megmaradási törvény teljesül.
Nézzük most a töltött Higgs-bozont. Töltése vagy -1, vagy +1 (attól függõen, hogy részecskérõl vagy antirészecskérõl beszélünk). Így nem bomolhat ugyanazon részecskébe és antirészecskébe egyszerre, de egy kvarkba és a kvarktáblázatban alatta (vagy fölötte, attól függõen, hogy az adott kvark hol helyezkedik el) levõre igen. Azaz, ha mondjuk a H+ egy c-kvarkba bomlana, akkor választhatna magának „partnert" a d-, s-, illetve a b-kvarkok közül. A részecskeállapotok keveredését17 figyelembe véve azonban azt kapjuk, hogy a párba állás a b-és a d-kvarkkokkal sokkal kevésbé várható, mint az s-kvarkkal. Ha ezt még a tömeghez csatolással is összevetjük, azt kapjuk, hogy a mai gyorsítóenergiákon a töltött Higgs-bozonok keresésénél elég csak a H®c, vagy H®s18 hadronikus bomlásokat figyelni.
A töltött Higgs hadronikus bomlási lehetõsége mellett még leptonikusan is elbomolhat. Ekkor - a már fentebb részletezett okok miatt - a legkedvezõbb az, ha a tau-részecskébe bomlik. Ekkor a töltés megmarad, de ha a töltött Higgs csak egyetlenegy taura bomlana, akkor a leptonszám-megmaradás sérülne. Kell tehát valami, ami ellentétes elõjelû leptonszámot hordoz, de ugyanakkor semleges. Szerencsére a természetben létezik egy részecske és ez a tau-neutrínó(nt). Tehát a töltött Higgs-bozon egy t-részecskére és annak antineutrínójára bomlik, azaz a várt bomlási kép: H+ ®t+, illetve H- ® t-.

Hogyan keressünk Higgs-bozonokat?

Mint már utaltam rá, a világ nem ilyen egyszerû. Valóban igaz, hogy a Higgs fõleg tauba és b-kvarkba bomlik, de van egy kis probléma: sem a tau, sem a b, sem a c és s nem stabil részecske. Elbomlanak, mielõtt még elérnék akár a legbelsõ detektorelemet. Mit lehet akkor tenni? A válasz az, hogy tovább kell menni, és a taunak, a b-nek, a c-nek, illetve az s-nek a bomlástermékeit kell figyelni, amelyek már elérik a detektort.
Figyelembe kell vennünk még azt is, hogy szabad kvarkok a természetben nem léteznek; a kvarkok a színkölcsönhatás különlegessége miatt „felöltöznek". Ez azért van így, mert a kvarkok közötti erõs (szín-) kölcsönhatást közvetítõ részecskék, a gluonok nemcsak a kvarkokkal hatnak kölcsön, hanem egymással is (ebben nagyon különböznek az elektromágneses kölcsönhatást közvetítõ fotontól, amely magával nem hat kölcsön, csak az elektromos töltéssel). Ezért a két kvark között ható kölcsönhatást ábrázoló „gluon-erõtér"19 nem tölti ki a teljes teret úgy, ahogy az elektromágneses kölcsönhatásnál, hanem a két kvarkot összekötõ „fonallá" húzódik össze. Az összehúzódást a gluonok közötti kölcsönhatás okozza. Ezzel ez a „gluonfonál" úgy kezd viselkedni, mintha rúgó volna: a két kvark között a vonzóerõ annál nagyobb lesz, mennél jobban szét akarjuk õket húzni. A széthúzás során befektetett energia (ez a maguktól szétrepülõ kvarkoknál a mozgási energia csökkenésével fedezõdik) elõbb-utóbb akkora lesz, hogy az már elegendõ egy kvark-antikvark pár keltéséhez. Ez energetikailag jobban favorizált, mint a gluonfonál további „nyúlása". Ekkor a gluonfonál elszakad, és két kvarkpár jön létre. Ha a mozgási energia még mindig elég nagy, a folyamat egészen addig ismétlõdik, amíg csak lehet, csak most már az „új" kvarkpárok „szakadnak szét". Ezt a folyamatot hívják a fizikusok fragmentációnak, aminek eredménye sok, közel egy irányba, az eredeti kvark mozgásának irányába repülõ hadron lesz. Az így kialakuló rendszert hívjuk hadronzápornak20, mely azonosítása így nagyon fontos a kísérletezõnek. A kutató számára a másik lényeges dolog, hogy a semleges Higgs-bozonok bomlásánál a kvarkok közül a b-kvark van jelen. Ez a kvark ugyanis csak a nála könnyebb kvarkokba bomolhat, és azt csak gyenge-bomlássalteheti.
Így a b-kvarkot tartalmazó mezonok csak lassan (pikoszekundum körüli idõ alatt) bomlanak el. Ez viszont elegendõ arra, hogy a mezon egy-két milliméterrel a keletkezési helyétõl (ami egybeesik az elektron-pozitron megsemmisülés helyével) eltávolodjon21. Ha az eseményekben megjelenõ egyedi részecskepályákat az arra alkalmas számítógépes programmal láthatóvá tesszük, a képen úgy látszik, hogy a bkvarkot tartalmazó hadronzáport alkotó részecskék között lesz olyan, ami nem az elektron-pozitron megsemmisülés helyébõl ered, hanem ebbõl a pontból. Ez a pont pedig a mai érzékeny helyzetmérõ detektorokkal kimérhetõ. Az eljárást b-címkézésnek nevezik.
Beszéljünk még a Higgs-analízis eszközei között a taurészecske azonosításáról is. Mint az elõbbiekben utaltam rá, a tau-részecske sem stabil. Sajnos gyors bomlása miatt a detektorban nem hagy nyomot. Azonosítása csak a bomlásában keletkezett részecskékkel lehetséges. A tau bomolhat a másik két leptonra, elektronra és müonra, de elbomolhat két vagy három pionra22 is. A tau leptonikus bomlásaiban meg kell jelennie egy tauneutrínónak, és attól függõen, hogy elektronba, vagy müonba bomlik a tau, egy elektron-, vagy egy müon-antineutrínónak is. Szemléletesen leírva: t-®e- nte, vagy  t-®m- nt23.
Mint már említettem, a neutrínók, és velük a „rájuk ragadt" energia és impulzus megszöknek a detektorból. Hiányukra az elektron-pozitron ütközés után megfigyelt részecskék összimpulzusából és a megfigyelt energiából lehet következtetni. Pontosabban abból, hogy sem az összimpulzus, sem az összenergia nem egyezik meg az ütközés elõtti elektron és pozitron összenergiájával és összimpulzusával. A t-bomlásból származó müonok és elektronok megfigyelése már nem okoz gondot: a müonok impulzusa könnyen mérhetõ a detektorok legkülsõ részén elhelyezett müonkamrákkal, az elektronok impulzusa és energiája pedig általában a detektorban legbelül elhelyezkedõ részecskepálya-mérõ aldetektorral történik. A tau hadronikus bomlásánál kilépõ pionok észlelését úgy oldjuk meg, hogy olyan hadronzáporokat keresünk, ahol rendkívül kevés részecske mozog együtt a hadronzáporban (maximálisan két, három részecskérõl lehet szó).
 
Az analízis eszközei közé tartozik mindenképpen két olyan, ma már minden hadronikus folyamatokat vizsgáló kísérleti részecskefizikus programjaiban fellelhetõ algoritmus, amely a hadronzáporokat keresi. Az eseményeket megjelenítve (4. ábra) még a laikus szemlélõ számára is szinte minden esetben azonnal nyílvánvaló, hogy mely objektumok a hadronzáporok. A kiértékelést végzõ számítógépes algoritmus számára azonban ezt valamilyen módon el kell „mesélni". Ezek az eljárások éppen ezt teszik. Az egy hadronzáporhoz tartozó részecskéket az egyedi impulzusuk alapján válogatják össze. A válogatáshoz például elõre meg lehet adni és megkeresni a kívánt hadronzáporok számát. Ha azonban a hadronzáporok számára vagyunk kíváncsiak, egy másik paramétert rögzítve akár azt is megkaphatjuk. Ezen programok mindkét üzemmódját használni szoktuk az analízisekben.

4. ábra. Négy hadronzáporos esemény az egyik LEP-detektorban az elektron- és pozitronnyaláb irányából (jobbra lent), illetve erre merõleges irányból (jobbra fent) nézve. Az ábrán bal oldalon kinagyítva látható az elektron-pozitron ütközés közvetlen környezete. A négy hadronzápor mellett világosan láthatók a b-kvarkot tartalmazó mezonok másodlagos vertexei (fehér részecskepályák, illetve azok keletkezési helyei)

Nagy vonalakban ezek azok a módszerek, amelyeket egy Higgsre vadászó részecskefizikus használ. A fizikusok és eredményeik között a módszerek kombinálása és az adott detektor mérési pontosságai tesznek különbséget.

 
Persze, ha most azt hisszük, hogy hátradõlhetünk a karosszékünkben, mert a Higgs-keresés minden eszköze a rendelkezésünkre áll, tévedünk. Nem ejtettünk ugyanis szót még a részecskefizikus életét megkeserítõ háttérfolyamatokról.

A részecskefizikai események sajnos akkor is nagyon hasonlítanak egymásra, ha nem ugyanaz a folyamat áll a hátterükben. A töltött Higgs-bozon keresésekor például, ha annak tisztán hadronikus, azaz H+H- ® c s ® (négy hadronzápor) bomlását keressük, Higgs-ünket könnyen összetéveszthetjük azzal a négy-hadronzáporos végállapottal, ami az e+e- ® Z* ®W+W-® c s®(négy hadronzápor) folyamatból származik.

Mi több, az egyedi események szintjén nem is tudjuk eldönteni, hogy az adott folyamat Higgs-bozonok megjelenésére utal-e vagy sem. Mivel nagyon ritka folyamatokat keresünk, és mivel a háttérfolyamatok olykor nem is olyan ritkák, kénytelenek vagyunk a Higgs és a háttér egyéb jellemzõit is összehasonlítani. Ha találunk olyat, ami különbözik, megadhatjuk feltételnek, hogy analízisünk elfogadja a Higgshez közelebbi eseményeket. Ilyen feltétel lehet a rekonstruált Higgs mozgási iránya a térben. Ugyanis, mivel a Higgs spinje eltér a W-bozonétól, azt várjuk, hogy felrajzolva a rekonstruált irányokat, azok térbeli eloszlása más lesz a két részecskénél. Természetesen ezek a feltételek is csak statisztikusan igazak, és minden ilyen feltétel kiszabásánál számolnunk kell azzal, hogy nemcsak a háttérbõl vágunk ki eseményeket, hanem az értékes Higgs-eseményekbõl is. Feladatunk mindezek ellenére az, hogy a feltételeinket olyan trükkösen szabjuk meg, hogy a végén a lehetõ legtöbb Higgs-bozont megtartsuk, de ugyanakkor a lehetõ legtöbb hátteret is eldobjuk.

Természetesen a tisztelt olvasó felteheti a kérdést: honnan tudjuk, hogyan szabjuk ki a feltételeket, ha nem tudjuk, hogy az adott esemény honnan származik. A kérdés jogos. Ennek megoldására használjuk az úgynevezett szimulációt.

A szimuláció olyan számítógépes programokat takar, amelyek a részecskefizikai elméletek szerint hoznak létre folyamatokat. Mi több, ezen programok által létrehozott tisztán fizikai eseményeket át lehet adni egy másik programnak, ami „ismeri" a teljes detektor mûködését. Ez azt jelenti, a program azt szimulálja, hogy az adott részecskék áthaladásakor a detektor milyen jelet adna. Végeredményben a valós elektron -pozitron ütköztetés közben egy másik kísérlet is zajlik, csak ez nem a valóságos világban, hanem az általunk megalkotott virtuális világban, a számítógépben! Az eredmény itt is, ott is nagyszámú események halmaza, csak éppen a szimulációban tudjuk, hogy az egyedi események honnan származtak. A szimulációra alapozva már felállíthatjuk feltételrendszerünket, és megjósolhatjuk, ha van Higgs, akkor annak hogyan kell megjelennie a maradék háttér fölött. Ezt a feltételrendszert az igazi mért adatokra alkalmazva pedig el tudjuk dönteni, van-e Higgs ott, ahol kerestük. Az ismert folyamatok valós és szimulált eredményeinek összevetésével azt is eldönthetjük, hogy az elmélet, amelyet a szimulációnkhoz használunk, helytálló-e. Ha ugyanis a mért adat nem illeszkedik a szimulációra ott, ahol nem várunk eltérést, vagy baj van az elméletünkkel, vagy nem ismerjük eléggé detektorunk viselkedését.

Eredmények a Higgs-keresésben - távlatok

A CERN LEP gyorsítóján négy kísérletet folytatnak egyszerre. Talán a nevüket sem árt leírni: ALEPH, DELPHI, L3 és OPAL. Az egyes kísérleteknél a kutatók úgy dolgoznak azonos témákon, de eltérõ, saját analízisükkel, hogy eredményeik összevethetõk és egymással kombinálhatók legyenek. ALEP legújabb eredményei szerint Higgs-bozonokat sajnos még mindig nem látunk, így csak azok minimális tömegét tudjuk megadni24. Ezek a Standard Modell által jósolt Higgs-bozonra: mH>114,9 GeV, a Minimális Szuperszimmetrikus Standard Modellben létezõ Higgs-bozonok esetén pedig: mh>89,5 GeV és mA>90,2 GeV. A két-dublettre kiterjesztett Standard Modellekben a töltött Higgs-bozonokra az alsó tömegkorlát pedig: mH±>78,7 GeV.
A LEP az idén befejezi tizenkét évig tartó mûködését. Ez idõ alatt, az elmondottakat is beleértve, számos nagyon szép eredményt adott az emberiség számára, amelyek lehet, hogy egy napon majd hasznosíthatók lesznek. De ha mégsem lenne kézzel fogható hasznuk, az emberiség egyetemes kultúrájában fontos helyet kapnak a minket körülvevõ világról szóló ismereteink között.
Ne feledjük, a Higgs keresését folytatják a világ más gyorsítóinál, így a Fermilab-ban a TEVATRON-nál vagy éppen a CERN-ben, a LEP helyén 2005-ben felépülõ Nagy Hadronütköztetõben( Large Hadron Collider).
Zárszóként meg kell még említenünk, hogy hazánk szerepe a Higgs-kutatásban fontos. Kutatóink tevékenyen résztvesznek a LEP két kísérletében, a leírt eredmények létrehozásában. Munkájukból számtalan szakcikk, több szép doktori disszertáció25 és egyetemi diplomamunka született.

Lapzártával egy idõben érkezett a hír, hogy a CERN-ben 2000. szeptember 5-én tartott, négy LEP-kísérlet összesített adatait ismertetõ elõadáson bejelentették, hogy a Standard Modell Higgs-bozon keresése során eltérést találtak a „csak háttér" hipotézist feltételezõ analízis során. Az eredmények összhangban vannak az elmélettel, ha feltételezzük, hogy a mérések során Higgs-bozon is keletkezett. Azonban a jelenlegi eredmények a kimutathatóság határán vannak, felfedezésnek nem tekinthetõk. Ezért a CERN illetékes bizottsága úgy döntött, hogy a LEP 2000 szeptemberének végére tervezett végleges leállítását egy hónappal elhalasztja. Az egy adott idõben a kísérletek által gyûjtött adatok késõbbi analízise eldöntheti, hogy a fenti analízisek a régóta várt Higgs-bozont mutatták, vagy az eredmények csak a statisztikus fluktuációnak köszönhetõk.
 
 

JEGYZETEK

1. Az adott folyamat bekövetkeztének valószínûségével arányos mennyiség. Mértékegysége a barn (1024 cm2).
2. A kozmikus sugárzásban elõfordulnak olyan részecskék, amelyek energiája a mai gyorsítók által szolgáltatott energiákkal összemérhetõ, sõt azokat akár sok nagyságrenddel meg is haladhatja. A módszerrõl e különszám másik cikkében olvashatnak részletesen. Itt csak annyit, hogy a nagy gyorsítókkal az adott energiákon sokkal több részecske állítható elõ. Ennek köszönhetõen az adott folyamat többször is lejátszódik, így az nem csak „megy-nem megy" alapon vizsgálható, s ráadásul statisztikus megállapításokra is alkalmasak.
3. Megjegyzés: a szerzõ a cikk írása elõtti hetekben csatlakozott egy olyan kísérlethez, amely dacára annak, hogy csak 2005-ben mér elõször, máris körülbelül ezerhatszáz résztvevõt foglalkoztat.
4. Egy folyamatban nem minden részecske figyelhetõ meg. Vagy azért, mert az adott részecske élettartama olyan rövid (ilyenek a W-, Z-bozonok, és ilyen a Higgs-bozon is!), hogy elbomlása elõtt még a legbelsõ detektorelemeket sem éri el, vagy azért, mert a részecske (ilyen a neutrínó) csak nagyon gyengén hat kölcsön a detektor alkatrészeivel.
5. Feltételezzük, hogy a részecske töltését máshonnan ismerjük.
6. Ezek is felvillannak, ha részecske megy át rajtuk, de magukban nem használják õket kalorimétereknek.
7. Jelenleg nem tudjuk, hogy a neutrínón kívül van-e más ilyen tulajdonságú részecske.
8. Vannak azonban neutrínókísérletek, amelyek éppen a neutrínók mérésére készülnek, de ezek felépítése teljesen eltér az említett detektorokétól (lásd Manno István cikkét).
9. Lásd jelen számban Horváth Dezsõ cikkét.
10. A spontán szimmetriasértéssel - rendkívül tudományos neve ellenére - a mindennapi életben is találkozhatunk. Gondoljunk csak arra, ha két ujjunk közé fogunk egy rugalmas mûanyag fogpiszkálót a két végénél fogva (ekkor a fogpiszkáló a tengelyére nézve szimmetrikus), majd benyomjuk a két végénél, a fogpiszkáló valamelyik irányba kihajlik és ezzel vége a szimmetriának.
11. A bonyolultabb elméletek - mint például a szuperszimmetria - ugyan képesek a paraméterek függvényében pontos tömegeket jósolni, de a „paramétertér" mérete miatt a jósolt tömegek nagyon változóak és ez megnehezíti a kutatatást.
12. Lásd Cynolter Gábor és Pásztor Gabriella cikkét.
13. Amelyet más megmaradási törvények nem tiltanak.
14. Ha a részecske mozog, akkor az Einstein-féle speciális relativitáselmélet miatt a tömege csak nagyobb lehet, azaz egy részecske tömege akkor a legkisebb, ha áll.
15. Lásd Horváth Dezsõ cikkét.
16. Felülvonással jelöljük a kvarkok antirészecskéjét. Ugyanez áll a neutrínókra is. Az elektron, a müon és a tau esetén viszont ez nem szükséges, mert azokhoz felsõ indexbe ki szoktuk írni a töltést is, így az antirészecskéknél - töltésük elõjelében különböznek - elég csak a felsõ indexet változtatni. Például az elektron (e-) antirészecskéjét, a pozitron e+-nak írjuk.
17. Lásd Horváth Dezsõ cikkét.
18. A töltött Higgs-bozon töltésétõl függõen.
19. Próbáljuk magunk elé képzelni a középiskolában tanult erõvonalakat a két elektromosan töltött test között, amit a ricinusolajon úszó korpa mutatott meg.
20. A szakirodalomban az angol jet elnevezés használatos.
21. Ezt a helyet másodlagos vertexnek hívják.
22. Ezek u- és d-kvarkokat tartalmazó mezonok.
23. A töltéskonjugált bomlások szintén megengedettek itt is.
24. Ez az a tömeg, ami alatt szinte (95 százalékos valószínûséggel) biztosan nem létezhetnek.
25. A szerzõ az L3-kísérletnél folytatott töltött Higgs-bozon-keresésben elért eredményeibõl éppen most írja doktori disszertációját, így saját dolgozatát természetesen nem sorolja az említett disszertációk közé.