ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ЭФФЕКТЫ ^-^-СМЕШИВАНИЯ В ПРОЦЕССЕ ПАРНОГО РОЖДЕНИЯ Ш-БОЗОНОВ НА БОЛЬШОМ АДРОННОМ КОЛЛАЙДЕРЕ
2015 г. Василий В. Андреев^*, А. А. Панков2)**, В. А. Бедняков3)***
Поступила в редакцию 28.01.2015 г.
Исследованы потенциальные возможности Большого адронного коллайдера (ЬИС) по поиску эффектов Z—Z'-смешивания в процессе адронного рождения пар Ш±-бозонов. Результаты численного анализа представлены в виде ограничений на угол Z—Z'-смешивания и массу Z'-бозона, которые получены из полулептонного канала распада Ш±-бозонов рр ^ ШШ ^ (иЦ + X (( = е или ц) при номинальной энергии и интегральной светимости коллайдера л/в = 14 ТэВ и С-1а± = 100 фбн-1. Установлено, что процесс парного рождения Ш±-бозонов обладает высокой чувствительностью к углу Z—Z'-смешивания, \ф\^0(1О-3), позволяющей в зависимости от модели либо улучшить современные ограничения на этот угол, либо воспроизвести их. Показано также, что утроение светимости коллайдера ЬИС позволит не только улучшить современные ограничения на угол Z—Z'-смешивания для всех рассматриваемых моделей Z', но и существенно превзойти чувствительность будущего лептонного коллайдера 1ЬС (0.5 ТэВ).
DOI: 10.7868/80044002715030022
1. ВВЕДЕНИЕ
Проверка стандартной модели электрослабых и сильных взаимодействий элементарных частиц (СМ) осуществляется в ускорительных и неускорительных экспериментах при измерении процессов, протекающих за счет взаимодействия фермио-нов с векторными бозонами, а также векторных бозонов друг с другом. Ускорительные эксперименты проводились в последнее время на высокоэнергетических коллайдерах, таких, как LEP (опции LEP1 и LEP2), SLC, Tevatron, HERA и др., а также интенсивно ведутся в настоящее время на Большом адронном коллайдере (LHC) [1]. При этом результаты экспериментов, как правило, согласуются с предсказаниями СМ. Последний громкий успех СМ связан с открытием хиггсовского бозона с массой ^125 ГэВ в экспериментах CMS и ATLAS на LHC [2, 3].
'-1 Гомельский государственный университет, Республика Беларусь.
2) Филиал Международного центра теоретической физики, Гомельский государственный технический университет, Республика Беларусь.
3) Лаборатория ядерных проблем, ОИЯИ, Дубна; МИРЭА, Москва, Россия.
E-mail: quarks@gsu.by
E-mail: pankov@ictp.it
E-mail: Vadim.Bednyakov@cern.ch
Однако стоит отметить, что у СМ все же имеются некоторые нерешенные проблемы, связанные как с ее экспериментальным, так и теоретическим статусом. В частности, выявлено расхождение теоретических предсказаний для аномального магнитного момента мюона (g — с его экспериментальной величиной, полученной в Брукхейвенской национальной лаборатории и составляющей ~(2.2—2.7)а [4]. Обнаружено также расхождение (на уровне величины sin2
($W — угол Вайнберга), полученной в экспериментах по измерению асимметрии вперед-назад в процессах рождения пар b- и с-кварков А^'В, а также лево-правой асимметрии Alr в эксперименте SLD на ускорителе SLC, с соответствующими результатами глобального анализа данных [1, 5]. Эти небольшие отличия от значений СМ в настоящее время совместимы с общепринятыми значениями статистических и систематических погрешностей экспериментов (3<г).
С теоретической точки зрения СМ также не лишена некоторых недостатков. Традиционно здесь отмечается наличие в СМ большого числа свободных параметров, внесенных в нее извне искусственно. Способ объединения сильных, электромагнитных и слабых взаимодействий в СМ не является удовлетворительным как из-за значительного различия масштабов содержащихся в ней констант связи, соответствующих трем калибро-
775
2*
вочным группам симметрии, так и вследствие их взаимной независимости. В связи с этим естественно предположить, что существует более фундаментальная теория, низкоэнергетический предел которой совпадает с СМ. К числу подобных теоретических построений относятся модели с расширенным калибровочным сектором, такие, например, как лево-правосимметричные модели (ЬР), альтернативные лево-правосимметричные модели, Е6-модели и др. [6—9]. Их исследование интересно с точки зрения изучения физических эффектов, выходящих за рамки СМ, или так называемой "новой" физики. Общим для данных моделей является то, что они предсказывают новые физические объекты и явления на масштабе энергий 0(1 ТэВ), связанные, например, с наличием тяжелых нейтральных (2') калибровочных бозонов [6—9], обусловленных дополнительными калибровочными симметри-ями и(1)'.
На основе данных, полученных из низкоэнергетических экспериментов по нейтральным токам, результатов на е+е--коллайдерах ЬЕР и БЬС [10, 11], а также недавно выполненных экспериментов по поиску прямого адронного рождения 2'-бозонов в процессе Дрелла—Яна
рр — 2' — £+Г + X (1)
(£ = е, ¡л) на коллайдере ЬНС при энергии л/в = = 7 и 8 ТэВ с интегральной светимостью соответственно = 5 и 20 фбн-1 [12—15], можно заключить, что для большинства расширенных калибровочных моделей граничные значения для масс дополнительных 2'-бозонов лежат в интервале <-^2.5—3.0 ТэВ (в зависимости от модели), а современный масштаб ограничений на угол смешивания составляет \ф\ ~ 10-2—10-3 рад [10, 16, 17]. При этом наиболее точная информация об угле смешивания была получена преимущественно из экспериментов на электрон-позитронных коллайдерах ЬЕР1 и БЬС по измерению резонансных наблюдаемых физических величин при энергии начальных состояний, равной массе стандартного 2-бозона, л/в = Мг, в процессах
е+ + е- - / + /, (2)
где конечными фермионными состояниями / были лептоны и кварки. Высокая точность, достигнутая в экспериментах на коллайдерах ЬЕР1 и БЬС, объясняется прежде всего возможностью набора большого объема данных в резонансной области энергии.
Кроме того, эта информация дополнялась данными, полученными на коллайдере Теуа1хоп, по точному измерению массы Mw, на основе которых определялся параметр бозонного 2—2'-смешивания с использованием соотношения между
массами нейтральных и заряженных калибровочных бозонов mz = mw/(y/p0 cos 9w), имеющего место в расширенных моделях. Очевидно также, что эти данные будут дополнены новой информацией, которая в ближайшем будущем будет получена в экспериментах на коллайдере LHC при энергии 14 ТэВ.
Процессы парного рождения заряженных W±-бозонов в адронных столкновениях на LHC
pp — W+W- + X, (3)
электрон-позитронной аннигиляции на LEP2 и, в большей степени, на ILC
e+ + e- — W + + W- (4)
являются весьма эффективным инструментом поиска эффектов 2—2'-смешивания при высоких энергиях и тем самым играют роль основного поставщика информации об угле 2-2'-смешивания [18—20]. С теоретической точки зрения процессы парного рождения заряженных калибровочных бозонов в адронных и электрон-позитронных столкновениях интересны тем, что их сечения пропорциональны углу 2—2'-смешивания, который в расширенных калибровочных моделях зависит от структуры хиггсовского сектора. Тем самым экспериментальное исследование процессов рождения пар W±-бозонов может не только пролить свет на возможное существование "новой" физики, но и дать косвенные указания на хиггсов-скую природу и структуру модели.
Прямой поиск тяжелых резонансов в процессе pp — W+W- + X осуществлялся экспериментальными группами CDF и D0 на коллайдере Tevatron. Коллаборация D0 исследовала возможность рождения резонанса в канале его дибозон-ного распада, используя чисто лептонные £v£'v' и полулептонные £vjj моды [21]. Здесь £ = e, f ; jj — две адронные струи. Коллаборация CDF также осуществляла поиск тяжелых резонансов в канале их распада в пару заряженных калибровочных бозонов W+W- с последующим распадом в полулептонные evjj конечные состояния [22]. Обе коллаборации получили ограничения на массы тяжелых резонансов, таких, как новые нейтральные 2' и заряженные калибровочные W'±-бозоны, гравитоны Рэндалл—Сандрума. Кроме того, в настоящее время поиск процесса рождения тяжелых резонансов в WW-моде на LHC интенсивно ведется Коллаборациями ATLAS и CMS. В частности, уже получена экспериментальная информация о процессе (3) в лептонном канале £v£'v' при энергии коллайдера 7 ТэВ и интегральной светимости 4.7 фбн-1 [23, 24].
Отметим, что в работе [17] были впервые получены ограничения на угол 2—2'-смешивания из
анализа экспериментальных данных по измерению процесса (4) на коллайдере LEP2. Точность измерения угла смешивания оказалась не очень высокой, \ф\ ~ 5-10%, так как сам коллайдер работал в интервале энергий, незначительно превышающих порог реакции (4), л/s > 2Mw- Как было установлено ранее в работе [18], чувствительность процесса (4) к эффектам "новой" физики значительно усиливается при больших энергиях л/s 2Mw, где важную роль играет механизм калибровочного сокращения. Именно в силу этого обстоятельства линейный коллайдер ILC является одним из основных инструментов для поиска эффектов "новой" физики при исследовании процесса (4). Коллабо-рация CDF на коллайдере Tevatron также одной из первых получила ограничения на угол Z-Z'-смешивания из обработки данных по измерению процесса адронного рождения W±-бозонов [22]. И опять относительно небольшая энергия установки и низкая светимость не позволили улучшить ограничения, полученные на коллайдере LEP2, а лишь повторили их.
Недавно в работе[20]были исследованы потенциальные возможности коллайдера LHC по поиску эффектов Z—Z'-смешивания в процессе рождения пар заряженных калибровочных W±-бозонов с их последующим распадом по чисто лептонному каналу Ivl'v'. Несмотря на очевидное достоинство данного канала, связанное с подавленностью фона (особенно при больших инвариантных массах W±-бозонов), тем не менее у него имеется заметный недостаток, связанный с присутствием в конечных фермионных состояниях двух нейтрино, что не позволяет восстановить распределение по инвариантной массе бозонных пар из экспериментальных данных. В то же время распад пары W±-бозонов по полулептонному каналу lvjj свободен от указанного недостатка. В процессе
pp — WW + X — lvjj + X (5)
существует возможность реконструировать распределение по инвариантной массе W+W"-пары и тем самым исследовать резонансную структуру Z'-бозона. Однако
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.