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Prospective DAPNIA/IN2P3 1Maarten Boonekamp
Alternatives
Maarten Boonekamp, CEA-Saclay
Groupes de travail :
Origine de la Masse & Au-delà du Modèle Standard
Prospective DAPNIA/IN2P3 Octobre 2004
Prospective DAPNIA/IN2P3 2Maarten Boonekamp
En résumé : Nous avons donc les moyens d’être prêts :
à compléter le Modèle Standard électrofaible, et à tester son secteur de Higgs ; à découvrir et mesurer la supersymétrie ;
grâce au Tevatron, au LHC, et à un collisionneur linéaire d’énergie 1 TeV.
Oui, mais Les deux solutions proposées ci-dessus ne sont
ni restrictives : la phénoménologie peut être enrichie (modèles « exotiques »)
Pas de rapport direct avec la BSE, mais mhmax
relâché
ni uniques : d’autres mécanismes peuvent remplacer le mécanisme de Higgs et préserver l’unitarité de la théorie.
Rapport direct avec la BSE : remise en cause du secteur de Higgs
Sommes-nous prêts quoi qu’il arrive?
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Approche complémentaire
Plutôt que de chercher à compléter un modèle cohérent mais ad-hoc, on peut se demander: Pourquoi précisément ces champs de matière? Pourquoi ces interactions? Pourquoi cet espace-temps?
et essayer de générer les structures connues à partir d’une dynamique sous-jacente, de préférence plus unifiée.
Vu le nombre de degrés de liberté, on comprend qu’il y ait pléthore de modèles à cette étape du raisonnement
Mais tout modèle alternatif raisonnable doit passer le test électrofaible, et se réduire à SU(2)LU(1) à basse énergie.
Prospective DAPNIA/IN2P3 4Maarten Boonekamp
Pistes pour la nouvelle physique Formalisme général basé sur S,
T définis pour contenir tous les effets de la nouvelle physique
mH=100 GeV, mt=175 GeV, et les relations électrofaibles parfaitement vérifiées:
ST0
mt
mH
100
1000
Données
Contour autorisé pour S,T Le « test électrofaible »
Boson de Higgs lourd (voire absent) OK, SSI
de nouvelles particules ramènent S,T dans les limites autorisées (et préservent l’unitarité)
(68% CL)
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Pistes pour la nouvelle physique
Z’ Doublets SU(2)dégénérés (fermions)
Doublets SU(2)non-dégénérés
(fermion, scalaire)
mH=500 GeV (exclu dans le MS)
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Remarque (triviale): nouveaux bosons vs. nouveaux fermions
Diffusion VV VV
à haute énergie:
La ou les particules qui assurent l’unitarité de la théorie sont nécessairement des bosons Bonnes raisons d’attendre un Z’ (par exemple) aux alentours du TeV Des fermions supplémentaires libres n’y jouent pas de rôle et n’ont pas de raison
particulière d’être “légers”
Spin entier!
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Nouveaux bosons de jauge Les W’, Z’ apparaissent à travers
d’extensions du groupe de jauge• E6 SU(3)×SU(2)L×U(1)×U(1)’ Z’• SO(10) SU(2)L×SU(2)R×U(1) W’, Z’
d’extensions de l’espace-temps• excitations des bosons de jauge connus ZKK, WKK
• Modèles sans Higgs : ces excitations, légères, suffisent à assurer l’unitarité
… Limites récentes :
MZ’ > ~700 GeV, MW’ > ~800 GeV [SSM] (CDF/D0, direct) MZ’ > ~400-900 GeV [E6, LR], 1.7 TeV [SSM] (LEP/SLD, indirect)
Sensibilité du Tevatron ~ 1.5 TeV Futur : LHC ~ 5 TeV (SLHC ~ 6 TeV)
ILC ~ s (pour Z’), ~ s/2 (W’, produit par paires)
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Nouveaux bosons de jauge Au LHC
Pics en masse (Z’ l+l-) ou jacobiens (W’ l) jusqu’à ~5 TeV Mesure significatives d’asymétries jusqu’à ~2.5 TeV
Prospective DAPNIA/IN2P3 9Maarten Boonekamp
Nouveaux bosons de jauge
LHC et ILC : sensibilités comparées LHC : recherche directe ILC : mesures au pic du Z (partie
foncée), et section efficace ee ff (partie claire)
Mais l’information obtenue est en fait différente : LHC mesure MZ’
ILC mesure gfL,R/MZ’
(en dessous du seuil).
Suffit pour distinguer les modèles jusqu’à ~5 TeV.
Excellente complémentarité
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Z’ : un cas intermédiaire Jusqu’à MZ’ ~ 2 TeV, ILC peut contraindre sa masse en fonctionnant à
plusieurs énergies.
Par exemple (ancien), pour L = 70+100+150 pb-1 à s = 500,750,1000 GeV :
Avec MZ’
donné par LHC
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Nouveaux fermions Extension simple du Modèle Standard (car pourquoi 3 générations?) Les groupes de grande unification prédisent le plus souvent des fermions
supplémentaires (E6, SO(10), etc : grands groupes grandes représentations)
A part les contraintes électrofaibles, peu d’indices sur leurs propriétés
Perspectives modèle-dependantes (couplage aux générations connues)
Quelques exemples : Leptons lourds chargés : mE>100 GeV (LEP)
• Mélange faible particule quasi-stable ‘lente’ : détectable par mesure du temps de vol. LHC sensible jusqu’à ~200 GeV
• Mélange fort : E W, ou E l Z, jusqu’à la limite cinématique à ILC
Neutrinos lourds : ILC peut voir e+e- NN jusqu’à mN~150 GeV,
ou N lW jusqu’à la limite cinématique Quarks de 4e génération : U Wb, D Wt jusqu’à mU,D~700 GeV au LHC.
Détectables aussi par l’amplification du couplage gg H!
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Dimensions supplémentaires
Idée ancienne (~1920). La gravitation à 5D : si la physique ne dépend pas de la 5e dimension, on obtient la
Relativité Générale et l’électromagnétisme (Kaluza) Notion de compactification (par ex. sur un cercle, rayon Rc ; Klein)
Les particules ont une énergie cinétique quantifiée dans les dimensions supplémentaires, qui apparaît comme une contribution à leur masse à 4D
Ingrédient indispensable des théories de super-cordes
(mais pas de conséquences pratiques)
Intérêt récent : Rc pas nécessairement lié à lPlanck
La gravitation peut devenir comparable aux forces électrofaibles vers le TeV,
voire induire la BSE
Phénoménologie propre (gravitons, excitations KK au TeV)
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Dimensions supplémentaires
Modèle Arkani-Dimopoulos-Dvali La gravitation est diluée dans n
dimensions supplémentaires
MPlanck « paraît » loin à 4D, mais cache une échelle fondamentale MD plus basse.
MD ~O(TeV) si Rc ~10-9 à 10-15 m
L’échange virtuel d’une tour de gravitons mime une interaction effective à 4 corps
Ci-contre, un exemple de
qq,gg G
LHC, 100 fb-1
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Dimensions supplémentaires
Modèle de Randall-Sundrum : 5 dimensions ; la 5e est « voilée »
Graviton produit par: qq G ee gg G ee
On obtient un pic a priori
semblable à un Z’.
Mais la distribution angulaire permet d’identifier le spin 2 du graviton
LHC, 100 fb-1. MG = 1.5 TeV
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Diffusion de bosons vecteurs Cadre général : le lagrangien chiral
L = v2/4 <DUDU+> + a1< DUDU+>2 + a2 < DUDU+>2
MS : a1 = 0, a2 = v2/8mH2 Technicouleur : a1 = NTC/962, a2 = -2a1
Cas général : a1 et a2 libres, et unitarisation ad hoc.
a1 = 0
a2 = 0.003
LHC WLWL WLWL
WLZL WLZL
ATLAS à LHC
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Les sections efficaces sont en principe suffisantes pour mesurer d/dM avec précision.
Pire cas : a1 = a2 = 0
LHC comme ILC prétendent être capables de mesurer ce régime (4-5 )
Diffusion de bosons vecteurs
a1 = 0
a2 = 0
LHC
Mais est-ce suffisant? : Divers protocoles d’unitarisation donnent des prédictions différentes. Comment remonter aux ai?
WLWL WLWL
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Diffusion de bosons vecteurs
Problématique : Supposons qu’on ne trouve ni boson de Higgs, ni aucune particule.clairement
reliée à la BSE S, T très en dehors des limites autorisées dans le MS
Alors la diffusion WW WW est la seule fenêtre restante sur la BSE
On teste TC, mais on trouve a2 -2a1 on tombe dans le schéma décrit ci-dessus.
Une mesure, aussi précise soit elle, de d/dMWW, ne permet pas de remonter à a1 et a2 à cause des ambiguités dans l’unitarisation. Que faire?
« Il ne faut pas regarder plus haut, mais mieux regarder plus bas » (M.Chanowitz)
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Conclusions :Sommes-nous prêts quoi qu’il arrive?
Une physique plus riche aux environs du TeV permet de relâcher les contraintes électrofaibles sur mH.
Réciproquement : un boson de Higgs absent, ou découvert au-delà de ~300 GeV est un fort signe de nouvelle physique. Les nouvelles particules doivent être suffisamment légères pour pouvoir compenser en S et T
Sur l’exemple du Z’: Bonnes perspectives de découverte directe au Tevatron et au LHC; à ILC, le
domaine accessible est limité MZ’ , mesuré aux machines hadroniques, et réinjecté à ILC, permet une
détermination précise des couplages, même en-dessous du seuil
Peut-être des fermions et/ou des dimensions supplémentaires!
Si on y est acculés…
la diffusion de bosons vecteurs peut être difficile à interpréter.
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Back-up
Prospective DAPNIA/IN2P3 20Maarten Boonekamp
S,T,U : une définition
Prospective DAPNIA/IN2P3 21Maarten Boonekamp
Dimensions supplémentaires : Modèle ADD
Prospective DAPNIA/IN2P3 22Maarten Boonekamp
Dimensions supplémentaires : Modèle RS