Maarten Boonekamp Prospective DAPNIA/IN2P3 1 Alternatives Maarten Boonekamp, CEA-Saclay Groupes de travail : Origine de la Masse & Au-delà du Modèle Standard

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


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?


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.


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)


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)


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!


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)


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


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


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


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!


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)



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



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


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


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


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)


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.


Back-up


S,T,U : une définition


Dimensions supplémentaires : Modèle ADD


Dimensions supplémentaires : Modèle RS

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