Ширина распада бозона Хиггса на два фотона в однопетлевом приближении с учетом СР-нарушения в НМССМ

Полный текст

Введение. Бозон Хиггса с массой 125 ГэВ наблюдается в экспериментах на LHC в основных процессах распада: H → γγ на два фотона, на пару промежуточных Z- и W -бозонов с последующим распадом на четыре лептона H → ZZ ∗ /W W ∗ → 4l [1, 2]. Первый канал является не столь вероятным для данного значения массы, но наиболее «чистым» для наблюдения, так как в этом случае фоновые процессы значительно ослаблены. Вероятность наблюдения других двух каналов значительно выше. Далее в статье мы будем рассматривать только распад на два фотона. Необходимо отметить также, что эксперименты на LHC посвящены в целом не только изучению свойств бозона Хиггса, но и поиску так называемой «новой физики», то есть эффектов, выходящих за рамки Стандартной модели (СМ). Расширение СМ становится неизбежным в процессе решения ее внутренних трудностей касательно масс нейтрино, барионной асимметрии, темной материи и др. Несмотря на то, что наблюдаемый бозон Хиггса по своим физическим свойствам пока что удовлетворяет СМ, ситуация может оказаться не такой простой в действительности. В статье Д. И. Казакова [3], а также в ранней работе авторов [4] рассматриваются возможности реализации «нестандартного» бозона Хиггса в экспериментах на LHC. Во-первых, бозон Хиггса вполне может оказаться связанным состоянием, то есть, тогда должны существовать другие более тяжелые возбужденные состояния, помимо основного наблюдаемого. Во-вторых, бозонов Хиггса может быть изначально несколько, причем с разными свойствами, и вполне может оказаться, что мы наблюдаем только один из множества бозонов Хиггса. Последнее возможно при расширении именно сектора Хиггса. Расширенный сектор Хиггса также может дать теории новые источники нарушения СР-инвариантности. Это нарушение, согласно А. Д. Сахарову [5], является одной из причин барионной асимметрии Вселенной. Подробно способы введения СР-нарушения в сектор Хиггса рассмотрены в работе [6]. Учет нарушения данной симметрии может дать более богатую картину физических свойств бозонов Хиггса. Например, может существовать легкий бозон Хиггса с массой меньше 125 ГэВ, который ненаблюдаем на эксперименте в данный момент именно за счет того, что не обладает определенной СР-четностью. Интересны также суперсимметричные расширения СМ. Идея суперсимметрии заключается во взаимном преобразовании бозонов и фермионов. В рамках СМ суперсимметрия нереализуема из-за недостаточного соответствия степеней свободы бозонов и фермионов, поэтому простейшей суперсимметричной моделью может быть минимальное расширение СМ, при котором каждой частице в соответствие ставится частица-суперпартнер (счастица). Отметим также, что такая модель уже должна содержать два дублета скалярных полей Хиггса, исходя из требований киральности полей в лагранжиане. Таким образом, мы получаем минимальную суперсимметричную стандартную модель (МССМ). Она долгое время была популярна, но в ней оставалась нерешенной так называемая µ-проблема, которая нашла успешное решение при введении в теорию дополнительного синглетного суперполя в сектор Хиггса. Полученная модель стала называться неминимальной суперсимметричной стандартной моделью (НМССМ). В ней содержится семь физических состояний бозонов Хиггса. На сегодняшний день рассмотрение этой модели является наиболее приемлемым. Возвращаясь к проблеме СР-нарушения, скажем еще, что возможность напрямую исследовать ее в распадах бозона Хиггса на LHC пока нереализуема. Изучение СР-симметрии проводится на детекторе LHCb, который «не видит» бозон Хиггса. Однако нас интересует, какое влияние может оказывать нарушение СР-инвариантности в секторе Хиггса на одну из важнейших характеристик процессов распадов - их ширину. Таким образом, целью дан651 Г у р с к а я А. В. ной работы является исследование влияние СР-нарушения на двухфотонный распад бозона Хиггса в НМССМ. 1. Нарушение СР-инвариантности в секторе Хиггса НМССМ. Нарушение СР-инвариантности в секторе Хиггса было рассмотрено ранее в двухдублетной модели [7] и в МССМ [8, 9]. Авторы использовали метод эффективного потенциала для нахождения масс физических состояний бозона Хиггса через локальный минимум потенциала. Нарушение СР-инвариантности связано с присутствием в потенциале Хиггса комплексных параметров. Из-за этого процедура нахождения локального минимума усложняется и, как было показано авторами, не всегда корректна в случае только лишь спонтанного нарушения СР-инвариантности. Авторы пришли к выводу, что необходимо также присутствие членов, явно нарушающих СР-симметрию. Основываясь на этих выводах, мы рассматриваем только явное СР-нарушение. Наиболее естественно его можно ввести через комплексные юкавские константы. Таким образом, мы можем рассматривать изначально теорию с СР-сохранением, как в работе [4], получив физические состояния бозонов Хиггса, а затем смешав СР-четные состояния с СР-нечетными дополнительным поворотом по аналогии с работой [8]. 2. Ширина распада бозона Хиггса на два фотона в однопетлевом приближении. Процесс H → γγ является принципиально петлевым. Исходя из основных положений теории возмущений с использованием диаграммной техники Фейнмана, однопетлевые вклады в данный процесс можно расписать так, как показано на рис. 1. Мы можем рассматривать в качестве лидирующих вкладов диаграмму с фермионами 1, суперсимметричные вклады чарджино 2 и сфермионов 5, 16, а также имеет смысл рассмотреть вклады от W -бозона ввиду массивности данных частиц по сравнению с остальными. Формула расчета ширины распада бозона Хиггса на два фотона в общем виде выглядит следующим образом: 3 MH i α γ |Si (MHi )|2 + |Piγ (MHi )|2 , Γ(Hi → γγ) = 256π 3 v 2 где γ Si (MHi ) = 2 S NC Q2 gHif¯f f f =b,t,χ± ,χ± ˜1 ˜2 v Fsf (τif )- mf NC Q2 gHi f ∗ fj ˜ f - j ˜ ˜ ˜ b b τ τ fj =t1 ,t2 ,˜1 ,˜2 ,˜1 ,˜2 v2 F0 (τifj )- ˜ 2mfj ˜ - gHi V V F1 (τiW ) - gHi H + H - Piγ (MHi ) = 2 P NC Q2 gHif¯f f f =b,t,χ± ,χ± ˜1 ˜2 v2 2 F0 (τiH ± ), 2MH ± v Fpf (τif ). mf 2 Здесь τix = MHi /4m2 , NC = 3 для (с)кварков и NC = 1 для стау и чарджино x соответственно. 652 Ширина распада бозона Хиггса на два фотона . . . Рис. 1. Система диаграмм Фейнмана, определяющих петлевой вклад в процесс распада бозона Хиггса на два фотона в НМССМ (Hi - нейтральный бозон Хиггса, i = 1, 2, . . . , 5) [Figure 1. The system of Feynman diagrams which determine the loop contribution into the Higgs boson decay to two photons in NMSSM (Hi is neutral Higgs boson, i = 1, 2, . . . , 5)] Формфакторы Fsf , Fpf , F0 и F1 могут быть представлены в терминах масштабной функции f (τ ): Fsf (τ ) = τ -1 [1 + (1 - τ -1 )f (τ )], F0 = τ -1 [-1 + τ -1 f (τ )], Fpf = τ -1 f (τ ), F1 (τ ) = 2 + 3τ -1 + 3τ -1 (2 - τ -1 f (τ )). Функция f (τ ) является интегральной функцией: 1 f (τ ) = - 2 1 0 dy ln [1 - 4τ y(1 - y)] = y √ arcsin2 ( τ ) : -1 4 ln √ √ τ + τ -1 √ √ τ - τ -1 - iπ τ 1, τ 1. 2 : 653 Г у р с к а я А. В. Рис. 2. Зависимость ширины распада бозона Хиггса с массой 125 ГэВ от фазы СР-нарушения ϕ [Figure 2. The dependence of widths of the Higgs boson decay with mass of 125 GeV on the CP violation phase ϕ] Рис. 3. Зависимость ширины распада бозона Хиггса с массой 125 ГэВ от tg β - тангенса угла смешивания нефизических заряженных и нейтрального СР-нечетного полей Хиггса (сплошная линия - в случае СР-нарушения; пунктир - в случае СР-сохранения) при фиксированной фазе ϕ = π/2 [Figure 3. The dependence of widths of the Higgs boson decay with mass of 125 GeV on tg β - the tangent for mixing charged and neutral CP odd Higgs fields (solid line in the case of CP violation; the dotted line in the case of CP conservation) at a fixed phase ϕ = π/2] Рис. 4. (online в цвете) Зависимость массы бозона Хиггса от фазы СР-нарушения ϕ [Figure 4. (color online) The dependence of the Higgs boson mass on the phase of CP violation ϕ] 654 Ширина распада бозона Хиггса на два фотона . . . 3. Численный анализ и результаты. НМССМ содержит ряд свободных параметров, которые не определены на эксперименте, но на сегодняшний день имеют некоторые ограничения: 1.0 < tg β 60, M1 = M2 , 0.0001 0 Aλ λ 1000 ГэВ, 0.7, 100 ГэВ 0 -100 ГэВ κ M2 2000 ГэВ; 0.65; Aκ -10 ГэВ. Таким образом, ширину распада можно рассматривать в данной модели как функцию этих свободных параметров. Дополнительным параметром будет фаза СР-нарушения ϕ, которая есть не что иное, как угол смешивания СР-четных и СР-нечетных физических состояний бозона Хиггса. На рис. 2 представлена зависимость ширины распада бозона Хиггса с массой 125 ГэВ в зависимости от фазы СР-нарушения ϕ. На рис. 3 представлены два графика зависимости ширины двухфотонного рапада бозона Хиггса от одного из свободных параметров НМССМ - tg β. Сравнивая эти зависимости, легко увидеть, как фаза СР-нарушения изменяет значения ширины распада, в частности, уменьшает это значение. При этом интересно, каким может быть спектр масс остальных бозонов Хиггса. На рис. 4 представлены зависимости массы бозонов Хиггса (в древесном приближении) от фазы СР-нарушения при тех же самых фиксированных значениях свободных параметрах, что и для случаев, представленных на рис. 2 и 3. НМССМ привлекательна тем, что в её рамках возможно существование достаточно легкого бозона Хиггса, который является ненаблюдаемым на опыте, так как никаких сигналов ниже 125 ГэВ обнаружено не было. В случае нарушения СР-инвариантности это легко объяснить отсутствие у данной частицы определенного СР-четного состояния. Также в НМССМ можно подобрать параметры так, что свойства бозона Хиггса будут отвечать экспериментальным данным. Тогда мы должны предположить, что наблюдаемый нами на LHC бозон является вторым по массе.

Об авторах

Альбина Валентиновна Гурская

Самарский государственный университет

Email: a-gurska@yandex.ru
аспирант, каф. общей и теоретической физики Россия, 443011, Самара, ул. Академика Павлова, 1

Список литературы

Дополнительные файлы