Эволюция калибровочных констант в - Indico

Как киральные векторные бозоны
Z*/W* могут помочь объединению
калибровочных констант в
Стандартной модели. Их сигнатура.
М.В. Чижов1,2, В.А. Бедняков1
ОИЯИ
2) Софийский университет
1)
Бегущие “константы” связи
Стандартная модель основывается на
калибровочной группе SU(3)C x SU(2)W x U(1)Y
с соответствующими константами связи
e
5
5 e

g 3 = gs , g 2 = g =
и g1 =
g =
sin θ W
3
3 cos θ W
Константа сильной связи  s  g32  4  :
 s1  Q    s1  M Z  
b3
Q
ln
,
2 M Z
11
2
NC  N q ,
3
3
N C  3 число цветов,
где b3  
N q число кварков с mq  Q 2.
22/09/2015
2
Эволюция калибровочных констант
в Стандартной модели
 i1 (  )   i1 ( M Z ) 
N
,
10
11
N
b2  2  4  ,
3
6
11
b3  3  4,
3
где N число дублетов Хиггса.
b1  4 
22/09/2015
bi

ln
2 M Z
N 1
3
Объединение калибровочных
констант в расширенной модели
Интересно отметить, что
положение точки
объединения 51013 ГэВ
не зависит от числа
дублетов. Кроме того,
такой относительно
небольшой масштаб
приводит к “правильной”
массе нейтрино ~ 0.6 эВ.
22/09/2015
N min  8
 692144
120 GeV
4
Семь дополнительных скалярных
дублетов: это много?!
Другая интерпретация: роль скалярных степеней свободы
могут играть векторные частицы. Мы знаем, например, что
роль продольной компоненты калибровочного векторного
поля играет скалярная частица. И наоборот, введение
массивного векторного поля с тремя степенями свободы
могло бы заменить три скалярных частицы. По крайней
мере, в однопетлевом приближении их вклад в эволюцию
калибровочных констант будет одинаков.
Таким образом, 8 скалярных дублетов могут быть заменены
двумя скалярными и двумя векторными дублетами. Точно
такой набор дублетов был предложен в моей работе более
20-летней давности.
22/09/2015
5
Расширение стандартной модели
M. Chizhov, Mod. Phys. Lett. A 8 (1993) 2753
H
T
T
H
22/09/2015
H
T
T
U0
T0
U
H1
H20
H10
H2
6
Еквивалентность на массовой
поверхности

T

1
 V*   V*
M



1
   A*    A*
2M

 
1
*
*
V 
 T   V  0 ; A 
 T    A*  0
M
2M
*




g
g
 R   L  (T  T ) 
 L   R  (T  T ) =
2
2
g
g
*
*

     V   V   i
   5     A*   A* 
M
M
CP четный
22/09/2015
CP нечетный
7
Минимальная и аномальная связь
L
L
 L  L  V  A 

L
R
 R  L  T  T  
     V*   V* 
R
R
 R   R  V  A 
22/09/2015
R
L
 L  R  T  T  
i    5     A*   A* 
8
Поиск новых Z*/W* бозонов на LHC
22/09/2015
9
The ATLAS Collaboration “Search for
high-mass dilepton resonances in pp
collisions at √s=8 TeV with the ATLAS
detector”, Physical Review D 90 (2014)
052005
22/09/2015
10
22/09/2015
The ATLAS Collaboration “Search new
particles in events with one lepton and
missing transverse momentum in pp
collisions at √s=8 TeV with the ATLAS
detector”, JHEP 09 (2014) 037
11
Альтернатива универсальности
При поиске новых бозонов мы предполагали одинаковость
их взаимодействий с разными поколениями и лептонкварковую универсальность. Мы искали их рождение и
распад в наиболее чистых каналах на LHC: дрелл-яновских
процессах. Это предположение, может быть, и приемлемо
для калибровочных Z’/W’ бозонов, но не выглядит
убедительно для новых векторных дублетов, которые
похожи на хиггсовские.
*

W 
H 
 0    * 
H 
 Z 

22/09/2015
12
Расширение стандартной модели
*
g
*
*

*

L 
( W bL t R   W tR bL )
MW*
g*
*

*
 5

(  Re Z t  t  i  Im Z t   t )
2M Z*
CP четный
22/09/2015
CP нечетный
13
Рождение Хиггса и новых бозонов
на LHC
https://twiki.cern.ch/twiki/bin/view/LHCPhysics/CrossSections
[pb]
Z*?
Z*!
19.27
1.578
Z*?
0.7046
0.4153
0.1293
Z*?
125 GeV
22/09/2015
14
Сигнатура поиска
нейтральных Z* бозонов
Нейтральный Z* бозон взаимодействует наиболее сильно с
топ кварками. Поэтому он будет рождаться в основном
при аннигиляции топ кварков и распадаться в них. Однако
при энергии LHC протоны практически не содержат топ
кварки и единственный механизм их появления это
*
gg

t
t
Z
tt tt
расщепление глюонов:
SM
( tttt
 1 fb @
t
g
t
g
t
Z*
t
t
22/09/2015
t
s  8 TeV)
t  bW , W   (3 10%),    (2  20%)
 qq (70%)
1 лептон (е,  )  jets:  41%
0 лептонов:
 30%
2 лептона:
 22%
3-4 лептона:
 6%
15
Сигнатура поиска
заряженных W* бозонов (1)
Заряженный W* бозон взаимодействует наиболее сильно
с топ и боттом кварками. Поэтому он будет в основном
рождаться при аннигиляции топ и боттом кварков и
распадаться в них.
Первый процесс аналогичен рождению нейтральных Z*
*
бозонов: gg  t b W  t t b b
t
g
t
g
t
W*
b
b
22/09/2015
Конечное состояние такое же
как при рождении Хиггса, но
кинематика совсем другая.
b
16
https://indico.cern.ch/event/386258/
22/09/2015
17
Сигнатура поиска
заряженных W* бозонов (2)
Второй процесс, когда боттом кварк берется из протона,
имеет более простое конечное состояние: gb  tW *  t b t
это пока неисследованная сигнатура.
g
t t
t
W*
b
g
b
t t
b
b
W*
22/09/2015
b
18
Заключение
С повышением энергии протонов глюонные светимости
резко возрастают. Поэтому рассмотренные процессы
могут иметь на порядок большие сечения во втором
сеансе LHC.
22/09/2015
19