elementærpartikkelfysikk

CERN. Det intereuropeiske anlegget for partikkel- og kjernefysikk i Meyrin, nær Genève. Den lille ringen angir beliggenheten av den 7 km lange tunnelen for protonakseleratoren, SPS. Den store ringen viser den 27 km lange LHC-tunnelen. Begge ligger under jorda, dels på den franske, dels på den sveitsiske sida av grensa. Langs LHC-tunnelen finnes det fire forskjellige detektorer der det foretas eksperimenter.

Av /NTB Scanpix ※.

Elementærpartikkelfysikk, også kalt høgenergifysikk eller bare partikkelfysikk, er studiet av elementærpartikler, vekselvirkningene deres og prosessene der de er involvert. Elementærpartikkelfysikken er ei videreføring av atomfysikk og kjernefysikk, der en studerer partiklene som atomet og atomkjernen er bygd opp av, samt en del mer eksotiske og ustabile partikler.

Eksperimentelle metoder

For å studere partiklenes oppførsel må en ha tilgang på partikkelstråler som kan kollidere med stoff som også inneholder partikler. Noe stråling kan en få fra naturlig kosmisk stråling. Tidligere brukte en, i kosmisk stråling, ofte et såkalt boblekammer der elementærpartikler med elektrisk ladning laga ionisasjonsspor som kunne fanges opp på film. Nå er det vanlige å bruke elektroner eller protoner som kan akselereres i en akselerator.

I en akselerator akselereres partiklene i et elektrisk felt. For å unngå at akseleratoren skal bli for lang, kan en la partikkelstrålen gå i ring, slik at partiklene passerer de samme akselerasjonsfelta flere ganger. Til å avbøye strålen langs ringen brukes sterke magneter. På denne måten har en, ved hjelp av stadig bedre teknologi, klart å skaffe seg stråler av elektroner og protoner, samt antipartiklene deres, og fått dem til å kollidere med hverandre med stadig større energier. Sluttprodukta fra slike kollisjoner studeres ved ulike typer detektorer, der en prøver å identifisere de involverte partikkeltypene ved å bestemme energien og farten deres etter kollisjonen. Her brukes elektronikk, der partiklene etter å ha kollidert treffer følsomme celler som via kabler sender signaler til datamaskiner som bearbeider disse og rekonstruerer kollisjonen. Ut av kollisjonen kan det komme velkjente partikler, men også mer eksotiske ustabile partikler som i løpet av svært kort tid forsvinner (går sund) og omdannes til andre lettere partikler. Slik omdanning av ustabile partikler kalles desintegrasjon, henfall, eller sundfall.

I moderne akseleratorer lar en to stråler gå langs ringen i motsatte omløpsretninger, slik at partikler kolliderer ved bestemte punkter langs ringen. (på engelsk ofte kalt collider). Maskinen LHC (og tidligere LEP) ved CERN er en slik «collider».

Teoretisk beskrivelse

I atomfysikk beskrives den elektromagnetiske vekselvirkninga mellom et elektron og kjernen ved hjelp av et coulombpotensial (se coulombkraft). Denne beskrivelsen som er basert på ikke-relativistisk kvanteteori er i godt samsvar med observasjoner for et atom der partiklene har liten fart. Men i elementærpartikkelfysikk der partiklene har stor energi og fart, må beskrivelsen være i samsvar med relativitetsteorien. Det er også en svært viktig egenskap ved relativistisk teori at antall partikler ikke er bevart. Partikler kan oppstå og forsvinne, men den totale energien er bevart, i samsvar med Albert Einsteins berømte formel E = m·c².

I partikkelfysikk beskrives vekselvirkningene, det vil si kreftene mellom partiklene, ved hjelp av kvantefeltteori. Til hver partikkeltype svarer det et (kvante-)felt, og partiklene kan oppfattes som eksitasjoner av dette feltet. Vekselvirkninga mellom to fermioner beskrives da som utveksling av en spesiell type bosoner, kalt vekselvirkningspartikler, kraftformidlere eller justerbosoner, (engelsk gauge-bosons, se justerteori). Dersom styrken i vekselvirkninga ikke er for stor, kan en prosess beskrives som en serie vekselvirkninger der utveksling av ett justerboson er mest sannsynlig, utveksling av to justerbosoner er litt mindre sannsynlig, og så videre. Sannsynligheten for en gitt prosess er da gitt ved en (i prinsippet) uendelig sum av slike utvekslinger. Tar en med to ledd i rekka blir svaret mindre nøyaktig enn om en tar med tre, og så videre.

Det finnes generelt et sett av slike justerbosoner for hver type vekselvirkning. I elektromagnetisk vekselvirkning finnes ett slikt boson, fotonet, det vil si det elementære lyskvantet. For eksempel vil et coulombpotensial mellom to elektroner tilsvare utveksling av ett foton (se figur 1). Denne typen kvantefeltteori kalles kvante elektrodynamikk, ofte forkorta til QED. I svak vekselvirkning utveksles tunge bosoner (kalt W± og Z). I sterk vekselvirkning, kalt kvantekromodynamikk (QCD) utveksles åtte typer gluon (av engelsk glue= lim). For energier større enn omtrent 1 GeV (det vil si energier svarende til omtrent nukleonmassen) kan en beskrive sterk vekselvirkning mellom kvarker som utveksling av gluonpartikler(se avsnittet sterk vekselvirkning).

Elektrosvak vekselvirkning

Elektrosvak vekselvirkning er en felles (forent) beskrivelse av elektromagnetisk og svak vekselvirkning. Den mest kjente prosessen i svak vekselvirkning er beta-desintegrasjon (også kalt beta-henfall eller beta-sundfall; på engelsk beta-decay). Her er det et nøytron, som kan sitte inni en kjerne, som omdannes til proton, et elektron og et (anti-) nøytrino (se figur 3). Historisk ble prosessen kalt radioaktiv betastråling, en brukte også uttrykket svak kjernekraft, og elektronene ble kalt betapartikler.

I svak vekselvirkning, som beta-desintegrasjon, formidles vekselvirkninga av de elektrisk ladde W±-bosonene. I motsetning til fotonet, som ikke har (hvile-)masse, er W± svært tunge (cirka 80 GeV/), om lag 85 ganger tyngre enn protonet. Dette har sammenheng med at svak vekselvirkning, ved energier på noen få GeV eller mindre, har svært kort rekkevidde, omkring 10–18 meter. Generelt er rekkevidda omvendt proporsjonalt med massen til vekselvirkningspartikkelen. I forent elektromagnetisk og svak vekselvirkning, kalt elektrosvak vekselvirkning (se elektrosvak teori), utveksles fotonet, W±-bosonene, og det nøytrale bosonet Z. Dette siste har en masse på 92 GeV/, det vil si at det er nesten 100 ganger tyngre enn protonet. I elektrosvak teori kopler fotonet ( \(\gamma\)) til en elektrisk strøm. W±-bosonene kopler til ladde strømmer, det vil si at de for eksempel kan ta et elektrisk nøytralt elektro-nøytrino (\(\nu_e\)) til et elektrisk ladd elektron \(e^-\). Det nøytrale Z-bosonet kopler til en nøytral strøm som tar et vilkårlig fermion f (lepton eller kvark) til det samme fermionet f.

Eksistensen av W±-bosonene ble postulert alt i 1930-åra av den svenske fysikeren Oskar Klein, og de ble bygd inn i elektrosvak teori sammen med Z-bosonet og fotonet (γ) i 1960-åra, først og fremst av Sheldon Glashow, Steven Weinberg og Abdus Salam, som i 1979 ble tildelt Nobelprisen for dette arbeidet. Det kan kanskje virke overraskende at så tunge partikler kan utveksles i prosesser som for eksempel beta-desintegrasjon, der den tilgjengelige energien bare er en liten brøkdel av W±-bosonenes hvileenergi mW. (Her er mW massen til W-bosonet og c er lysfarten). Dette er likevel mulig på grunn av uskarphetsrelasjonen i energi og tid, ΔE×Δt∼ ℏ, der ℏ er Plancks konstant, h dividert med \( 2 \pi \). Dersom uskarpheten ΔE i energi identifiseres med W±-bosonenes hvileenergi, kan likevel slike (virtuelle) tunge bosoner eksistere ei svært kort tid Δt∼ Δℏ/(mW) ~ 0,8 \(\times 10^{-26} \) sekunder. Dette er ei ekstremt lita tid, men likevel lang nok til at den svake vekselvirkninga kan foregå. I dette tilfellet sier vi at W-bosonet er virtuelt.

Sjøl om alle observasjoner var i samsvar med teorien, ble ikke W± og Z observert direkte før i 1983–1984, under et eksperiment på CERN i Genève, der den tilgjengelige energien var stor nok til dette. Først ved energier omkring mW og større vil elektrosvak teori framstå som en forent teori for elektromagnetisk og svak vekselvirkning der utveksling av foton og W-, Z-boson har omtrent samme styrke. Denne styrken er da omtrent lik finstrukturkonstanten \( \alpha \simeq 1/137 \) (se finstruktur). Elektrosvak teori er en matematisk konsistent teori, formulert som en justerteori.

I utgangspunktet har alle justerbosoner (kraftformidlingspartikler, som fotonet, W±,Z) null masse, men når det såkalte higgsfeltet tas med i teorien vil likevel W± og Z framstå som de tunge, fysiske partiklene W± og Z. En kan si at higgsfeltet inneholder fire komponenter: For det første den fysiske higgspartikkelen. For det andre massene til de tre tunge kraftformidlingspartiklene W± og Z. Higgsfeltet er også ansvarlig for massene til alle fermionene, med et mulig unntak for nøytrinoene. Massene til nukleonene, som er bundne tilstander av kvarker (og gluoner, og gluonfelt), skyldes i hovedsak egenskapene til sterk vekselvirkning og har sammenheng med farge-innestengninga for kvarker og gluoner. Bare én til to prosent av nukleonmassen skyldes de lette u- og d-kvarkenes masse som de har fått via higgsfeltet.

Sterk vekselvirkning

I sterk vekselvirkning utveksler kvarkene justerbosoner som kalles gluoner (av engelsk glue, 'lim'). Navnet kommer av at gluonfeltet binder kvarkene sammen til hadroner (se elementærpartikkel). Kvarkene og gluonene har en egenskap, et kvantetall, som kalles «farge», (men som ikke har noe med vanlig optisk farge å gjøre). Gluonene overfører fargeladning fra én kvark til en annen. Denne typen kvantefeltteori heter kvantekromodynamikk (engelsk quantum chromodynamics, forkorta til QCD).

I likhet med fotonet har gluonene ingen hvilemasse. Grunnen til at sterk vekselvirkning likevel har kort rekkevidde, skyldes en annen egenskap ved sterk vekselvirkning, nemlig innestengning av farge (engelsk colour confinement). Isolerte fargeladninger, for eksempel i form av en isolert kvark eller et isolert gluon, kan ikke eksistere. Kvarker og gluoner må alltid slå seg sammen til hadroner (baryoner eller mesoner). Derfor kommer kvarkene eller gluonene ikke ut av hadronet (for eksempel nukleonet). Denne egenskapen har sammenheng med at gluonene, som er elektrisk nøytrale, har fargeladning, og derfor kan de vekselvirke med andre gluoner. (En kan også si at gluonfeltet vekselvirker med seg sjøl). Dette er kvalitativt forskjellig fra QED, der fotonene ikke har elektrisk ladning, men likevel formidler elektriske krefter. I QCD bryter den perturbative (iterative) beskrivelsen sammen dersom energien i prosessen blir mindre en cirka 1 GeV (se neste avsnitt).

QCD er en langt mer komplisert teori enn QED. Når energien blir mindre enn cirka 1 GeV kan ikke sterk vekselvirkning beskrives som en (iterativ) serie gluon-utvekslinger. Dette har sammenheng med at kvarker og gluoner har kvantetallet «farge». Gluonene kan derfor vekselvirke med seg sjøl. Noe tilsvarende gjelder ikke for fotonene i QED. (Matematisk sett sier en at rekkeutviklinga i tilfellet QCD bryter sammen. Den konvergerer ikke lenger). For eksempel kan ikke binding av tre kvarker til ett proton beskrives som utveksling av gluoner. En må i dette tilfellet snakke om at de tre kvarkene bindes til et proton av gluonfeltet. Dette har en viss analogi innafor elektromagnetisk vekselvirkning som i noen sammenhenger beskrives som utveksling av foton(er). I andre sammenhenger, som for eksempel binding av et elektron til et proton, så beskrives dette ved hjelp av et coulombpotensial. Men mens coulombpotensialet matematisk kan beskrives som en størrelse som faller som en delt på avstanden, er ikke en tilsvarende enkel formel for gluon-potensialet kjent. En har brukt fenomenologiske modeller der potensialet har vært approksimert med en funksjon som vokser lineært med avstanden pluss en funksjon som er omvendt proporsjonal med avstanden.

Dersom energien i en sterk prosess ikke overstiger for eksempel omkring 100 MeV, kan det i noen tilfeller, som for eksempel i kjernefysikk, være en rimelig god tilnærming å beskrive sterk vekselvirkning (kjernekraft) mellom nukleoner som utveksling av pioner (\(\pi\)- mesoner), men dette bildet kan ikke brukes for store energier. Utveksling av et pion mellom to nukleoner tilsvarer at nukleonene bytter en kvark med hverandre under kollisjonsprosessen. Under kollisjon mellom hadroner, for eksempel en kollisjon mellom to nukleoner kan disse overlappe hverandre. Inni dette overlappende området vil kvarker kollidere, og stråle gluoner som kanskje igjen danner kvark-antikvarkpar. Ut av kollisjonen kan det så komme hadroner, for eksempel to nukleoner og noen \(\pi\) -mesoner.

Bilder for prosesser

Elementærpartikkelfysikk. Noen typiske prosesser illustrert ved Feynman-diagram. Se artikkelteksten.
Elementærpartikkelfysikk
Av .
Produksjon og desintegrasjon av Higgs-boson, illustrert ved Feynmandiagram.
Produksjon og desintegrasjon av Higgs-boson
Av .
Lisens: CC BY SA 3.0

Bildet som er beskrevet over, der fermioner vekselvirker ved å utveksle bosoner, er gyldig for elektrosvak vekselvirkning. Det er også gyldig i kvantekromodynamikk ved energier over for eksempel 1–2 GeV. En slik beskrivelse er ikke gyldig i sterk vekselvirkning ved energier under cirka 1 GeV. Når beskrivelsen er gyldig, kan prosessene illustreres ved hjelp av enkle diagram, såkalte Feynman-diagram oppkalt etter Richard Feynman som først tok i bruk slike diagram. I en slik beskrivelse er utveksling av ett boson mest sannsynlig, utveksling av to er litt mindre sannsynlig, utveksling av tre bosoner enda litt mindre sannsynlig, og så videre. Matematisk sett får vi ei perturbasjonsrekke, eller iterasjonsrekke (se kvantefeltteori). Et Feynman-diagram er et grafisk bilde av de matematiske uttrykka for en gitt prosess. Hva som egentlig skjer inni de ørsmå områda der vekselvirkninga foregår vet vi ikke. Det vi vet er hva slags partikler som går inn og hva slags partikler som kommer ut av prosessen. Og vi vet at Feynman-diagram gir en matematisk beskrivelse som stemmer med det vi kan måle.

Typiske prosesser i elementærpartikkelfysikk blir som nevnt over ofte illustrert ved hjelp av Feynman-diagram, som leses fra venstre mot høgre (se figurene 1–7).

I figur 1 er en kollisjon mellom to elektroner illustrert ved det enklest mulige Feynman-diagrammet. De to rette linjene som går mot hverandre illustrerer de to elektronene før kollisjonen. Kollisjonen representeres (i enkleste tilfelle) ved utveksling av ett foton. Dette er illustrert ved den bølga linja. Etter dette går elektronene fra hverandre.

Figur 2 illustrerer et elektron som kolliderer med et proton. Dette skjer ved at elektronet vekselvirker med en kvark i protonet ved utveksling av et foton. Ved små energier opp til for eksempel 100 MeV, vil denne kvarken etter kollisjonen holde seg sammen med de to andre kvarkene i protonet på grunn av den sterke vekselvirkninga (farge-innestengninga) mellom kvarkene. Men ved større energier kan protonet brytes opp, og det kan for eksempel dannes ett nukleon og noen pi-mesoner. Slike prosesser ble studert ved Stanford Linear Accelerator Center, SLAC i California, USA, rundt 1970, og det en så ble forklart slik: Når det innkommende elektronet har stor energi, vil en del av denne, via det virtuelle fotonet, overføres til den spredte kvarken som dermed får stor energi og forskjellig retning fra de to andre kvarkene. Kvarkene vil etter hvert stråle gluoner som igjen danner kvark-antikvark-par. Som nevnt tidligere kan ikke kvarker eller gluoner eksistere som frie partikler, og de ulike kvarkene, antikvarkene og gluonene vil slå seg sammen til ulike hadroner.

Figur 3 illustrerer beta-desintegrasjon. En av d-kvarkene i nøytronet sender ut et negativt ladd (og virtuelt) W-boson og omdannes dermed til en u-kvark. Det virtuelle W-bosonet omdannes så til et elektron og et anti-elektronøytrino (en antipartikkel illustreres med pil bakover).

Figur 4 viser desintegrasjonsprosessen \(\pi^+ \rightarrow\) μ+νμ, ved at u- og d- kvarken i pionet annihilerer til et virtuelt W+ som igjen omdannes til et leptonpar ( μ+og νμ).

Figur 5 viser mekanismen for produksjon av et fysisk W-boson fra en kollisjon mellom et proton og et antiproton, slik det foregikk på CERN i 1983. Det som skjer i en slik prosess er at en kvark fra protonet annihilerer med en antikvark fra antiprotonet og danner et fysisk W-boson. Dette kunne påvises ved at det ut fra kollisjonen kunne komme et elektron og et nøytrino, begge med en energi som er omkring halvparten av W-bosonets hvileenergi. Det en så var konsistent med at et W-boson hadde desintegrert og blitt omdanna til et elektron og et nøytrino. De to gjenværende kvarkene fra protonet og de to gjenværende antikvarkene fra antiprotonet kan for eksempel stråle gluoner som i noen tilfeller kan omdannes til et kvark-antikvark par. Til slutt vil alle kvarker, gluoner og antikvarker slå seg sammen til hadroner.

I figur 6 ser en et e+e- par som annihilerer til et (virtuelt) foton eller Z-boson. Det virtuelle bosonet kan så omdannes til et eller annet fermion-antifermion-par så sant det er tilstrekkelig energi. Dette er en type prosess en tidligere studerte ved DESY i Hamburg og på LEP-maskinen ved CERN i Genève. På LEP var energien stor nok til at det kunne produseres et fysisk Z-boson. Seinere kunne energien også økes slik at en kunne produsere et fysisk W+ W- par.

Et svært viktig resultat fra LEP-maskinen er at det finnes bare tre lette nøytrinotyper. Men fortsatt kan det tenkes at det finnes nøytrale eksotiske partikler med masse større enn halvparten av Z-boson-massen.

Dersom det i e+e--kollisjoner produseres et par med én kvark og én antikvark, vil disse stråle gluoner som igjen kan bli til nye kvark-antikvark-par slik at det dannes en skur av hadroner. Men det viser seg at det er en tendens til at det kommer ut energirike partikler i to «bunter» i retninga til de opprinnelige kvarkene. En slik energirik bunt med partikler (hadroner) kalles en jet. Ved DESY fant en i 1979 en såkalt 3-jet prosess (figur 7). Her stråler enten kvarken eller antikvarken et hardt gluon, og kvarken, antikvarken og gluonet lager én jet hver. Dette ble tatt som et indirekte bevis for eksistensen av gluonet.

Produksjonen av en higgspartikkel ved LHC kan foregå slik: To protoner med energi på opptil 7 TeV kolliderer. Ved så store energier inneholder protonet både kvarker og gluoner. Ett gluon fra hvert proton kan kollidere og danne et top-antitop kvarkpar, som igjen fusjonerer til en higgspartikkel. Denne higgspartikkelen desintegrerer så til et top-antitop-par som så annihilerer til to fotoner. Det var ved å finne to svært energirike fotoner at higgspartikkelen ble oppdaga.

Bevaringslover

I partikkelfysikken spiller bevaringslover en stor rolle. Størrelser som total elektrisk ladning, total energi og driv (ofte kalt bevegelsesmengde) er bevart i alle fysiske prosesser. (For det engelske momentum kan en bruke på norsk: driv, bevegelsesmengde eller rørslemengd (nynorsk)). I en prosess kan partikler forsvinne og nye oppstå, men energien er den samme før som etter prosessen når en tar i betraktning partiklenes hvilemasse m, som ifølge Einsteins formel representerer en energi E = m·c². Bevart er også totalt spinn, det vil si summen av alle egenspinn, og alle banespinn (som ofte kalles impulsmoment).

Også kvantetall som baryontall og (totalt) leptontall (se lepton) er bevart, så langt en har målt (se også elementærpartikkel). I prosesser målt i ett og samme laboratorium ser det ut til også at de tre leptontalla er bevart hver for seg. Men hvis nøytrinoene har masse (som er veldig liten!) er ikke de tre leptontalla bevart hver for seg. Og i hypotetiske modeller som er lansert, vil det forekomme små avvik fra bevaring av disse. For eksempel vil en prosess som \(\mu^- \rightarrow e^- \gamma \) være forenlig med bevaring av total energi, driv, spinn, og elektrisk ladning, men den bevarer ikke leptontalla Le og Lμ. Denne prosessen er aldri observert. Dersom den skulle eksistere, vil den ha en relativ sannsynlighet på mindre enn 5,7 x 10–13 i forhold til den dominerende desintegrasjonsmåten \(\mu^- \rightarrow e^- \bar{\nu}_e \nu_\mu \).

I et eksperiment ved Super-Kamiokande i Japan i 1998 fant en nøytrinooscillasjoner, det vil si at en nøytrinotype kunne omdannes til en annen. Andre eksperiment der nøytrinoer beveger seg over lange avstander (for eksempel et par hundre kilometer, eller tvers gjennom jordkloden, eller fra Sola til Jorda) støtter denne konklusjonen. Dermed er altså de tre leptontalla ikke bevart hver for seg. Men alt tyder foreløpig på at summen av leptontalla er bevart. Dessuten må minst én av massene til de tre nøytrinotypene være forskjellig fra null. Her trengs flere eksperiment for å få detaljene på plass.

Symmetrioperasjoner

I partikkelfysikk er følgende tre (matematiske) operasjoner svært viktige for de dynamiske likningene:

1. Ladningskonjugasjon, C, det vil si fortegnsskifte av alle typer ladninger, eller: alle partiklene byttes ut med de tilsvarende antipartiklene (for fargeladning rød→antirød, og så videre.).

2. Paritetstransformasjon, P (speiling), der posisjon og fart snus om, det vil si bytter fortegn, mens alle spinn (egenspinn og banespinn) ikke endres.

3. Tidsreversjon, T, det vil si at tida snus (skifter fortegn).

Både sterk og elektromagnetisk vekselvirkning er symmetriske ved disse tre operasjonene. Dette gjelder ikke i svak vekselvirkning. K-mesoner (kaoner) og pi-mesoner (pioner) er pseudoskalare partikler som har en negativ (indre) paritet. (Skalare partikler har spinn lik null). Før 1956 var det et mysterium at et K-meson kunne desintegrere både til to og tre pioner dersom paritet var bevart. For å kunne forklare at dette var mulig foreslo de kinesisk-amerikanske fysikerne Tsung Dao Lee og Chen Ning Yang i 1956 at speilingssymmetri ikke var bevart, og viste med det at regnestykket kunne gå opp. For dette ble de i 1957 tildelt Nobelprisen.

I 1957 ble det så påvist at P-symmetri også var brutt i beta-desintegrasjon. En mente etter dette at C-symmetri også var brutt på en slik måte at kombinasjonen av speilingssymmetri (paritet P) og ladningssymmetri (C) var brutt på en slik måte at kombinasjonen CP fortsatt var en gyldig symmetri i svak vekselvirkning. Dette ses eksperimentelt ved at prosessen \(\pi^- \, \rightarrow \, \mu^- \, \overline{\nu_\mu} \) har en like stor sannsynlighet som \(\pi^+ \, \rightarrow \, \mu^+ \, \nu_\mu \). I 1964 fant en så et mindre brudd også på CP-symmetri når nøytrale K-mesoner desintegrerer til to π-mesoner (se CP-symmetri og antimaterie). James Watson Cronin og Val Logsdon Fitch, begge USA, ble i 1980 tildelt Nobelprisen for denne oppdagelsen. I 1999 påviste en eksperimentelt (på Fermilab og ved CERN) at bruddet på CP-symmetri er litt forskjellig når et nøytralt K-meson henfaller til to elektrisk nøytrale \( \pi \)-mesoner, sammenlignet med to ladde π-mesoner (ett med ladning pluss og ett med ladning minus). Seinere (i 2001) har en også sett brudd på CP-symmetrien ved desintegrasjon av B-mesoner.

Hittil tyder alt på at kombinasjonen CPT er en gyldig symmetri. Denne symmetrien er bygd inn i all kvantefeltteori, som all partikkelfysikk er bygd på. CPT-symmetri innebærer blant annet at en partikkel har samme masse som sin antipartikkel. Det foregår fortsatt tester av CP-, T-, og CPT-symmetri. Studiet av brudd på disse symmetriene er viktige, fordi det ifølge moderne kosmologi må ha skjedd et brudd på CP-symmetri i det tidlige univers ( like etter «big bang»), som var en slags gass av leptoner og kvarker, fotoner og andre justerbosoner med ekstremt høy temperatur (se big bang, kosmologi, antimaterie). Den russiske fysikeren Andrej Sakharov formulerte i 1967 fire vilkår for at universet skulle ha utvikla en ubalanse mellom materie og antimaterie like etter «big bang»: Det måtte ha vært brudd på baryontall (B), på C-symmetri og CP-symmetri. I tillegg måtte brudd på disse symmetriene skjedd samtidig som en termisk ustabilitet.

Standardmodellen

Det vi nå veit om de tolv fundamentale fermionene og vekselvirkningene deres, det vil si elektrosvak teori, formidla av fotonet (γ), W± og Z-bosonene, og kvantekromodynamikk, formidla av gluonene, er samla i den såkalte Standardmodellen for elementærpartikkelfysikk. Alle observasjoner stemmer overens med denne, så langt en har målt hittil. I 2012 ble den siste byggesteinen, higgspartikkelen funnet ved LHC-eksperimentet ved CERN. Higgsfeltet er ansvarlig for massene til W± og Z-bosonene og til alle fermionene, med et mulig unntak for nøytrinoene. De ørsmå nøytrinomassene kan kanskje ha et mer eksotisk opphav. Standardmodellen er en matematisk konsistent teori, formulert som justerteori og burde hatt navnet standardteorien, men har beholdt det gamle navnet fra den tida teorien var mindre etablert.

Sjøl om standardmodellen hittil ser ut til å være i samsvar med alle fenomen innafor elementærpartikkelfysikken, er det en del spørsmål den ikke gir svar på. Et eksempel er opphavet til ubalansen mellom materie og antimaterie i universet. De CP-brytende effektene en ser i desintegrasjon av K- og B-mesoner i laboratoriet kan kanskje forklares innafor standardmodellen, men de kan ikke forklare det CP-bruddet som må ha foregått like etter «big bang». Og standardmodellen inneholder heller ingen baryontall-brytende effekter. Opphavet til de ørsmå nøytrinomassene er også uklar. Mange fysikere venter at det ved energier som er høgere enn de som er tilgjengelige i dag, eller kanskje allerede på LHC-maskinen ved CERN vil oppstå nye fenomen og oppdages nye partikler. Det kan tenkes at de ørsmå nøytrinomassene indirekte kan ha sammenheng med fysikk utover standardmodellen

Ny fysikk?

Med «ny fysikk» mener vi her fenomen som ikke kan forklares innafor standardmodellen. En tenker seg at ny fysikk ikke er et alternativ til standardmodellen, men et supplement som sammen med standardmodellen gir oss et enda mer fullstendig bilde av elementærpartikkelfysikken.

Det er to måter slik ny fysikk kan påvises eksperimentelt. Det ene er å påvise eksistensen av en ny tung partikkel direkte ved å ha tilstrekkelig energi på partikkelstrålene i en akselerator. Det andre er å se etter svært sjeldne prosesser som er forbudt innafor standardmodellen. Et eksempel er nye (tunge) partikler og justerbosoner som kan manifestere seg indirekte gjennom kvantefluktuasjoner på en slik måte at prosesser som er forbudt i eller svært sjeldne i standardmodellen, kan forekomme med en sannsynlighet som er forskjellig fra den teoretiske som kan beregnes ut fra Standardmodellen. Prosessen \( \mu^- \rightarrow e^- \gamma\) har alt vært nevnt som en slik hypotetisk mulighet. En slik prosess ville bli formidla av et ekstremt tungt justerboson, minst \( 10^{14}\) ganger så tungt som W-bosonet.

En har konstruert teorier som forener elektrosvak og sterk vekselvirkning, såkalte «Grand Unified Theories», forkorta GUT. En konsekvens av slike teorier er at protonet vil bli ustabilt og desintegrere som \( p \rightarrow \pi^0 e^+\). Dette ville bety at baryontall er brutt. En har prøvd å se etter en slik prosess ved å plassere store mengder vann (for eksempel omkring tusen tonn) i nedlagte gruver langt under jordoverflata skjerma for kosmisk stråling. Hittil finnes ingen tegn på at protonet er ustabilt, men en har funnet ut at det har ei levetid på mer enn 1031 år. (Dersom protonet har ei levetid på 1031 år, vil ett av 1031 protoner desintegrere i løpet av ett år.) En slik prosess vil være mulig innafor en eventuell forent teori for elektrosvak og sterk vekselvirkning. Ifølge slike teorier må det finnes ekstremt tunge bosoner (med masse av størrelsesorden 1016 GeV/) som formidler vekselvirkninger som bryter baryontall (B). Ved en slik enorm masseskala skal ifølge denne teorien elektrosvak og sterk vekselvirkning ha samme styrke, mens den sterke vekselvirkninga er om lag 15 ganger sterkere enn elektromagnetisk vekselvirkning ved energien mZ, og mer enn hundre ganger sterkere enn den elektromagnetiske for energier under 1 GeV.

En annen hypotetisk utviding av standardmodellen er supersymmetri. Dette er en boson-fermion symmetri: Til ethvert fermion skal det finnes et tilsvarende boson med samme sett kvantetall, og omvendt, men de eventuelle supersymmetriske partiklene vil være tyngre enn sine kjente partnere. Dette betyr (minst) en fordobling av det kjente partikkelspekteret. Mange mener at supersymmetri er nødvendig for å inkludere gravitasjon i en forent teori for alle typer vekselvirkninger. Men hittil (november 2019) er det – til tross for iherdig leiting i eksperimentelle data – ingen klare tegn på at supersymmetriske partikler finnes i naturen.

Å påvise eventuelle utvidelser av Standardmodellen er ikke bare viktig for forståelsen av elementærpartikkelfysikken. En utvidelse som også omfatter gravitasjon, vil kunne bidra til ny forståelse av det tidlige univers, en ekstremt liten brøkdel av et sekund etter «big bang». Standardmodellen forutsier CP-brytende effekter, men effektene er ofte små. Men utvidelser av Standardmodellen inneholder ofte flere CP-brytende effekter enn Standardmodellen. Derfor er studiet av CP-brudd potensielt en innfallsport til «ny fysikk» dersom en finner effekter som er større enn dem som Standardmodellen forutsier.

Hittil (juli 2020) har en ikke påvist nye partikler eller nye typer vekselvirkninger som ikke finnes i standardmodellen. Likevel har vi hint om at det må finnes hittil ukjent («ny») fysikk i vårt univers. Standardmodellen for partikkelfysikk kan ikke forklare at det (nesten) bare finnes materie omkring oss. Astrofysikerne har funnet ut at det må finnes mye ukjent mørk materie i universet. Kanskje trenger også de små observerte nøytrinomassene ei forklaring innafor «ny fysikk».

Se også TOE (Teorien for alt, engelsk: Theory of everything)

Les mer i Store norske leksikon

Kommentarer

Kommentaren din publiseres her. Fagansvarlig eller redaktør svarer når de kan.

Du må være logget inn for å kommentere.

eller registrer deg