ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2004, том 67, № 2, с. 298-303
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ИСПОЛЬЗОВАНИЕ РОЖДЕНИЯ БОЗОНА ХИГГСА НА ФОТОННЫХ КОЛЛАЙДЕРАХ ДЛЯ РАЗЛИЧЕНИЯ МОДЕЛЕЙ: 2HDM И SM
В ПРОЦЕССЕ в7 ^ вк
© 2004 г. И. Ф. Гинзбург*, М. В. Вычугин**
Институт математики СО РАН, Новосибирск;
Новосибирский государственный университет, Россия
Поступила в редакцию 24.10.2002 г.; после доработки 25.02.2003 г.
Обсуждается возможность использования экспериментов на фотонных коллайдерах для различения моделей нарушения электрослабой симметрии (EWSB) в случае реализации "SM-like" сценария (если эксперименты на LHC и будущих линейных е+е--коллайдерах не обнаружат видимых отклонений от стандартной модели (SM)). В качестве альтернативы SM рассматривается двухдублетная хиггсовская модель (2HDM). Сравнение сечений процесса е7 ^ еН в рамках SM и естественной 2HDM показывает, что его изучение позволит уверенно различить эти модели EWSB и подтвердить или опровергнуть выводы, полученные при изучении реакции 77 ^ Н.
1. ВВЕДЕНИЕ
Ныне стандартная модель (SM) электрослабых взаимодействий подтверждена с высокой точностью. Однако эксперимент пока не выявляет определенного механизма нарушения электрослабой SU(2) х U(1)-симметрии (EWSB) и, в частности, природу хиггсовского сектора теории.
При обсуждении физической программы новых коллайдеров высоких энергий обычно надеются, что здесь будут обнаружены новые частицы и взаимодействия. Однако может оказаться, что в опытах на Тэватроне, LHC и линейных e+e--коллайдерах будет обнаружен один только бозон Хиггса и не будет найдено других новых частиц. Самым трудным для интерпретации явится представляющийся весьма вероятным случай, когда измеренные ширины распада открытого хиггсовского бозона (или квадраты его констант взаимодействия) на другие частицы окажутся в согласии с предсказаниями минимальной SM в пределах экспериментальной точности ("SM-like" сценарий) [1]. Такая картина может реализоваться и в SM, и в других альтернативных моделях. В таком случае основные задачи экспериментов на коллайдерах высоких энергий сведутся к поиску отклонений измеренных сечений взаимодействия известных частиц от результатов вычислений в SM, которые и станут сигналами новой физики. SM допускает различные варианты новых взаимодействий на малых расстояниях, и соответствующие типы наблюдаемых отклонений
E-mail: ginzburg@math.nsc.ru
E-mail: vychugin@math.nsc.ru
от SM могут различаться очень сильно. Поэтому при обсуждении отклонений от SM приходится довольствоваться перебором популярных альтернативных моделей.
В предлагаемой работе в качестве альтернативы SM мы рассматриваем важную и широко обсуждаемую во многих работах двухдублетную хиггсов-скую модель (2HDM) и изучаем задачу различения моделей именно в случае реализации SM-like сценария.
2. ДВУХДУБЛЕТНАЯ ХИГГСОВСКАЯ МОДЕЛЬ
Естественный набор параметров. Лагранжиан 2HDM имеет вид
С = + ^ + ^ ■ (1)
Здесь СSMf описывает Би(2) х и(1)-симметричное взаимодействие калибровочных бозонов и ферми-онов, такое же, как в SM, ^ — лагранжиан скалярных полей фг, СY — взаимодействие фермионов со скалярами (типа Юкавы). При переходе к физическим полям (при EWSB) СР-инвариантность теории может нарушиться. Она естественным образом сохраняется в случае отсутствия (Ф1, ф2)-смешивания (^-симметрия). Ситуация с нарушением СР-инвариантности описывается обычно слагаемым потенциала, дающим мягкое нарушение -симметрии (только в массовом члене). При этом минимизация потенциала дает вакуумные средние хиггсовских полей с различающимися фазами. Это различие в фазах можно устранить
с помощью подходящего вращения полей и некоторых параметров потенциала (калибровка формы потенциала) [2]. В этой калибровке лагранжиан скалярных полей имеет вид
V =
^(D^rfD Фг) + V,
(2)
(3)
+ A3 фг )(ф2ф2) + А4(ф1ф2)(ф2ф1) + + ^ Х5(ф\ф2)2 + h.c. + М(ф) + const.
Массовый член М(ф) удобно выразить через коэффициенты Ai, единственный свободный параметр / (ответственный за мягкое нарушение Z2-симметрии) и вакуумные средние хиггсовских
полей (фг) = —;= [ ^ I (оба этих средних действи-
V2 yViJ
тельны в избранной калибровке формы потенциала, sjv\ + v\ = v = (VZGp)-1/2 = 246 ГэВ):
М{ф) = + т222(ф1ф2)} + (4)
+ ~ Vl(^201 - ^102) +
+ 2ViV2ImA5^^2 - h.c.];
m 2i = Aiv2 + A345V2, m 22 = A2V2 + A345 v2 (A345 = A3 + A4 + ReA5).
В работе [2] показано, что наблюдаемые слабое нарушение CP-инвариантности и малость нейтральных токов с несохранением аромата (FCNC) естественно ограничивают область возможных параметров теории (для этого одновременно ImA5 и //V должны быть невелики). В 2HDM существует пять наблюдаемых хиггсовских бозонов: заряженные бозоны H± и три нейтральных. В отсутствие CP-нарушения эти нейтральные состояния — два скаляра h и H (Mh < Mh) и один CP-псевдоскаляр A. В случае CP-нарушения нейтральные физические состояния оказываются смесями h, H и A, они не имеют определенной четности. В рассматриваемом случае слабого CP-нарушения эти физические состояния можно представлять как состояния h или H с небольшой примесью A (и H или h соответственно) и как состояние A с небольшой примесью H и h.
Заметим, что при небольших / массы всех хигг-совских бозонов определяются обычным хиггсов-ским механизмом M2 ~ AiV2. В то же время при больших / происхождение масс не имеет простой
связи с хиггсовским механизмом, MH±, M'A, M'H + + Mh » J2.
Мы предполагаем, что взаимодействие Юка-вы описывается моделью II (возникающей, например, в минимальной суперсимметричной модели MSSM), где до EWSB один хиггсовский дублет взаимодействует только с d-кварками и заряженными лептонами £, а второй с u-кварками (и тяжелыми нейтрино, если они существуют) (см., например, [3]). 2HDM с таким взаимодействием Юкавы обозначают как 2HDM(II).
В анализе мы используем отношения Хг констант взаимодействия наблюдаемого хиггсовского бозона с кварками i = u,d или калибровочными бозонами i = V = Z,W к соответствующим константам SM:
XÎ = -JÛ (i = V,u,d). (5)
Si
Значительные для нас отличия 2HDM от минимальной SM состоят в существовании заряженных бозонов Хиггса и в возможности того, что некоторые константы связи бозона Хиггса с материей могут иметь другие знаки, чем в SM.
SM-like сценарий в 2HDM может реализо-вываться при различных значениях констант. В общем случае этот сценарий включает и так называемый decoupling limit теории, в котором происхождение масс частиц фактически не связано с механизмом Хиггса (большое j). Этот decoupling limit несовместим с требованием естественной малости эффектов CP-нарушения и FCNC.
Возможные области изменения параметров лагранжиана, совместимые с ожидаемыми погрешностями измерений, перечислены в таблице (из [1]) для случая отсутствия CP-нарушения. Хотя в таблице все обозначения даны, однако полезно дать некоторые пояснения.
Существует два класса реализаций, обозначаемых здесь как Аф± и Бф±д. Первый индекс обозначает наблюдаемый хиггсовский бозон ф = h или H,
ф
а второй — знак при константе взаимодействия gV.
Для реализаций Аф± основные константы взаимодействия для наблюдаемого хиггсовского бозона приблизительно равны: xv » Хи » Xd »±1. Так, Ah- — это реализация, для которой наблюдаемым является тяжелый хиггсовский бозон H и xH »— 1.
Для реализаций Бф±д некоторые хг » 1, а другие Xj »— 1. Для этих реализаций третий индекс q = = d,u обозначает тип кварка, чья константа взаимодействия с наблюдаемым хиггсовским бозоном имеет противоположный знак по сравнению с константой взаимодействия gv.
А
1
2
Таблица
Тип
Обозначение
Наблюдаемый бозон
tg в =
V2_
VI
Связь
Аф±:
Xv ~ Хи ~ Xd
A
h+
A
h+
Ah_
Ah-
H
H
a « 0
a « 0
£ 1
£ 1
<1
ey = —
>1
tu^-d
Вф+d:
Xv ~ Хи ~
Xd
B
h+d
B
H±d
H
> 10
Вф±и': Xv ~ Xd ~
-Xu
Bh±u
B
H+u
ц « 0
H
< 0.1
V (=Z,W), или
u(=t,c), или
d,i(=b,r); ev > 0, tutd < 0
a
h
2
h
h
0
a
tu = -
2
h
и
2
3. ВОЗМОЖНОСТЬ РАЗЛИЧАТЬ МОДЕЛИ НА ФОТОННЫХ КОЛЛАЙДЕРАХ
Важнейший вклад в решение задачи различения моделей должны внести измерения на фотонных коллайдерах [4], которые являются существенной частью проектов линейных коллайдеров [5]. Особую роль будут играть здесь исследования рождения бозона Хиггса во взаимодействиях фотонов, связанные с исследованием эффективных вершин hYY и hZY. Они играют особую роль в силу следующих соображений.
1. На древесном уровне этих вершин в SM нет, они появляются на петлевом уровне. Поэтому возможные hYY- и hZY-аномальные взаимодействия включаются на меньшем фоне, чем для большинства других процессов SM.
2. Бозон Хиггса взаимодействует с фотонами через петли, включающие все заряженные частицы. При этом в SM, где массы частиц обеспечиваются их взаимодействием с хиггсовским бозоном, каждая из заряженных частиц, более тяжелых, чем бозон Хиггса, дает вклад в hYY- и hZy-вершины, который зависит лишь от спина частицы, но не от ее массы (отсутствует "decoupling" тяжелых заряженных частиц). Поэтому исследования соответствующих реакций YY — h, eY — eh, e+e- — — hY могут дать нам информацию о существовании новых заряженных частиц, слишком тяжелых для прямого наблюдения.
3. Недавний анализ показал, что сечение двух-фотонного рождения бозона Хиггса может быть измерено на фотонном коллайдере с высокой точностью (лучше чем 2%, при Mh < 150 ГэВ [6]).
Вершины Hyy и hZ7. В работах [1] исследовалась возможность различия SM и 2HDM с
естественным набором параметров в рождении бозона Хиггса на фотонном коллайдере 77 — Н ив его распаде Н — ZY в случае реализации SM-like сценария. Выяснилось, что в случае реализации 2HDM(II) отклонение наблюдаемых сечений процесса 77 — Н от предсказаний SM будет превосходить ожидаемую погрешность опыта [6] примерно в 5 раз для реализаций Аф± и Вф±^ (рис. 1а), и сечения будут различаться примерно вдвое в случае, если осуществится одна из реализаций Вф±и. Эти заметные отличия от SM определяются для реализаций Аф± и Вф±^ наличием в 2HDM дополнительной (тяжелой) заряженной частицы — заряженного хиггсовского бозона, а для реализаций Вф±и — сменой знака константы связи ¿-кварка с наблюдаемым бозоном Хи
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.