ФИАН Электрослабые / preprint2018

При MH 1 ТэВ ширина хиггса становится порядка его массы; приближаются к унитарному пределу амплитуды рассеяния W и Z (см. выше). Результаты, полученные в рамках теории возмущений по константе связи, теряют достоверность – поправки к древесным амплитудам не малы. Тем самым на ТэВных энергиях мы приходим к сильным взаимодействиям W , Z и H, причиной чему является большая константа хиггсовского самодействия (ее близость к полюсу Ландау). Физика W , H и Z на Тэвной шкале должна напоминать физику адронов на Гэвной шкале: резонансы, множественное рождение и т.д.

При MH = 125 ГэВ распады на пары реальных векторных бозонов запрещены; наблюдаются распады, в которых один из векторных бозонов является виртуальным.

Соответствующие ширины равны:

Экспериментаторы видят продукты распадов векторных бозонов.

На рисунке 6.4 показана зависимость относительных вероятностей распадов по различным каналам от массы бозона Хиггса в Стандартной Модели. При

MH > 130 ГэВ легче всего обнаружить хиггс по распадам на пару W или Z, один из которых может быть виртуальным. При меньших MH доминирует рас-

пад ! , однако поиск таких распадов на адронном коллайдере затруднен

H bb

большим фоном. Поэтому наиболее трудным для обнаружения на LHC являлся легкий бозон Хиггса. В этой области масс перспективен распад на два фотона,

H ! , малая относительная вероятность которого (частично) компенсируется яркой сигнатурой.

Будучи нейтральным, хиггс взаимодействует с фотонами через петли, в которых распространяются заряженные частицы: лептоны, кварки и W -бозоны. Та же аргументация, что приводилась для треугольника, описывающего переход gg ! H, показывает, что в фермионных вкладах доминирует треугольник с t-кварком. В пределе MH 2MW , 2mt амплитуда распада H ! вычисляется аналогично амплитуде рождения gg ! H, только вместо глюонного надо рассмотреть фотонный поляризационный оператор и учесть бег постоянной тонкой структуры за счет вклада t-кварков и W -бозонов. Действуя описанным образом, вместо (6.12) получим:

где первый член в квадратных скобках описывает вклад t-кварка (Nc = 3,

Qt = 2=3), второй член – вклад W -бозона. Первый член получается из вклада дираковского фермиона в коэффициент функции Гелл-Манна–Лоу КЭД (+4/3) с учетом заряда t-кварка и трех цветовых состояний, в которых он может пребывать. Второй член есть вклад W -бозона в функцию Гелл-Манна–Лоу. Его знак отвечает асимптотической свободе; впервые этот член был вычислен в работе В.С. Ваняшина и М.В. Терентьева 1965 года, посвященной электродинамике за-

в силу которого однопетлевой коэффициент функции Гелл-Манна-Лоу КЭД складывается из коэффициентов SU(2) и U(1) теорий b2 и b1. Массивный W - бозон образуется из безмассового векторного поля и заряженной компоненты хиггсовского дублета. Коэффициент b2 для безмассового векторного поля был найден в 1968 году И.Б. Хрипловичем:

где знак отвечает асимптотической свободе: с ростом виртуальности заряд па-

где 4=3 – вклад дираковского фермиона, множитель 1=4 пересчитывает его на скаляр, а за счет равенства trTaTb = 12 ab возникает фактор 1=2 (Ta – генераторы

SU(2) в фундаментальном представлении). Вклад хиггсовского дублета в b1

совпадает с его вкладом в b2:

где 1=3 – вклад скалярной частицы, (1=2)2 (YH =2)2, а двойка учитывает вклады верхней и нижней компонент изоспинора H+ и H0. Знаки bH2 и bH1 положительные, что отвечает ноль-зарядному поведению констант связи.

есть вклад массивного W в коэффициент функции Гелл-Манна-Лоу КЭД.

Для вероятности распада найдем

и область применимости полученной формулы – достаточно легкий бозон Хиггса:

(MH =2mt)2 1, (MH =2MW )2 1.

Согласно рисунку 6.4, значение MH = 125 ГэВ приводит к тому, что большое количество основных мод распадов хиггса имеют близкие относительные вероятности, тем самым позволяя обнаружить их и проверить, является ли найденная частица бозоном Хиггса Стандартной Модели. Если сделанное летом 2012 года заявление об открытии новой частицы на LHC базировалось на распадах

H! ZZ и H ! , то к концу 2012 года коллаборации CMS и ATLAS видят всю “большую пятерку” распадов (добавились распады H ! W W , H ! и

H! bb, в последнем случае H рождается ассоциативно с W или Z). Наблюдаемое в разных модах распада число событий пропорционально произведению сечения рождения H на относительную вероятность соответствующего распада. Для каждой моды распада H вводится величина “силы сигнала” , которая равна отношению наблюдаемого числа распадов к предсказываемому в Стандартной Модели. Усредненное по пяти наблюдаемым каналам распада значение

на конец 2018 года равно 1:10 0:11. Это показывает, что на уровне 10%-ой точности H описывается Стандартной Моделью. Дальнейшее улучшение точности связывается со строительством “фабрики хиггсов” – e+e -коллайдера на энергию 240 ГэВ, а также с дальнейшим набором данных на LHC.

Для определения полной ширины хиггса следует учесть распад H ! gg; не наблюдаемый на адронном коллайдере, он косвенно измеряется по сечению рождения хиггса в глюонном слиянии. Сравнивая (6.12) и (6.22) и учитывая, что имеется восемь глюонов, с помощью (6.28) найдем:

Глюонные поправки увеличивают H!gg примерно в полтора раза, и, суммируя все моды распада, для полной ширины получим:

Из угловых распределений в распаде H ! Z Z ! 4l следует, что квантовые числа 0+ для H предпочтительнее, чем 0 .

Задача 9. Получить выражения для вероятностей распадов H ! W +W , H ! ZZ, H ! . Изучить предел MW , MZ ! 0.

Задача 10. В то время как вероятности распадов заряженных лептонов ( ; ) и адронов ( ; K, ...) пропорциональны G2F , вероятности распадов W ,

Z и H пропорциональны GF . В этом смысле говорят, что эти частицы распадаются по “полуслабому” взаимодействию. Большая масса t-кварка (mt 175

ГэВ) приводит к тому, что он также распадается полуслабо; доминирует распад t ! W b. Найти время жизни t-кварка. Изучить предел MW ! 0 и

связать полученный результат с теоремой эквивалентности.

Недавнее достижение LHC – измерение константы связи бозона хиггса с t- кварками по совместному рождению пары tt и H. В пределах экспериментальной ошибки результат согласуется с предсказываемым Стандартной Моделью. Косвенно эта константа также измеряется в двухглюонном механизме рождения

H.

Измерение MH на LHC дало ответ на вопрос, является ли электрослабая теория теорией с малыми константами связи (легкий хиггс), или же выход за рамки теории возмущений необходим для ее описания (ТэВ’ный хиггс).

Из-за того, что s2 близко к 0.25, векторная связь заряженных лептонов с Z- бозоном подавлена и доминирует аксиальная связь. Для амплитуды e-рассеяния получим:

где gL = 12 +s2; gR = s2. Возводя амплитуду в квадрат и суммируя по конечным и усредняя по начальным спиновым состояниям электрона, имеем

< jMj2 >= 16G2F [k2 k1 + k2k1 g (k1k2) + i k2k1]

f(gL2 + gR2 )[p2 p1 + p2 p1 g (p1p2)] + 2gLgRm2g + (gL2 gR2 )i p2p1g

Проанализируем полученную формулу в ультрарелятивистском случае. В системе центра инерции первый член дает изотропное рассеяние, второй – анизотропное. Так как падающее нейтрино левое, в случае левого электрона суммарная спиральность начальных частиц равна нулю и процесс рассеяния изотропен в отличие от случая правого электрона, когда суммарная спиральность единица и рассеяние назад запрещено. Интерференция возникает при учете массы электрона. Из общей формулы для сечения рассеяния

где s – переменная Манделстама, s = (p1+k1)2 = (p2+k2)2. Для полного сечения получаем

Мюонные нейтрино образуются при распадах - и K-мезонов, поэтому всегда s m2e. В этом пределе имеем

где NC означает нейтральный ток (Neutral Current) – события без образования мюона.

Другой кросс-канал рассмотренной реакции описывает e-рассеяние. Для перехода в него в квадрате матричного элемента (7.5) следует сделать замены: k1 ! k1, k2 ! k2, при этом импульс входящего антинейтрино равен k2, а выходящего – k1, т.е. константы gL и gR меняются местами. Таким образом, для полного сечения получим:

слабого угла смешивания без неопределенностей, связанных с сильными взаимодействиями.4

Противоположный предел s m2 = 2m! m2 также интересен, т.к. амплитуды рассеяния реакторных e и солнечных e на нуклонах за счет заряженного тока представимы в форме, аналогичной (7.3). В этом пределе из (7.8) получим:

Так как в нейтринных реакциях нейтрино не детектируется, удобно пользоваться формулой для дифференциального сечения e-рассеяния в лабораторной системе по кинетической энергии вылетающего электрона. Пользуясь релятивистской инвариантностью сечения, заменим в (7.7) спектр по углу в системе

4В случае ee-рассеяния следует добавить диаграмму с обменом W -бозоном, приведенную к аналогичному (7.3) виду с помощью преобразования Фирца: e (1+ 5)ee (1+ 5) e = e (1+ 5) ee (1+ 5)e, где учтена антикоммутация спиноров. Сумма диаграмм приводит к изменению “левой” константы связи: gLe = 1=2 + s2, gRe = s2.

центра на спектр по переменной Манделстама t = (k1 k2)2 = p

(p1 p2)2; dt = 2!2d cos , ! = (s m2e)=2 s. Затем в лабораторной системе запишем: t = 2m2 2m(T +m), где T = E m – кинетическая энергия электрона отдачи в лабораторной системе. Окончательно получим: d cos =

s = m2e + 2me!, а ! – энергия налетающего нейтрино в лабораторной системе. Для дифференциального сечения по кинетической энергии электрона отдачи из (7.5) и (7.7) получаем:

где 0 < T < !=(1 + m=2!).

Сечение взаимодействия нейтрино с нуклонами при высоких энергиях послужило исторически первым местом, откуда было найдено значение электрослабого угла смешивания. Для вычисления полного (инклюзивного) сечения

N ! lX, где под X подразумевается произвольное адронное состояние, используется партонная модель. Согласно партонной модели быстро движущийся адрон состоит из “валентных” и “морских” кварков. Вероятность обнаружить u- кварк с импульсом p = xP , где P – импульс нуклона, равна u(x). Доля полного

“изоскалярной” мишени – ядре, содержащем одинаковое число протонов и нейтронов. Для такого ядра u(x) = d(x). Распределение кварков в "море"считается

не зависящим от флэйвора: u(x) = d(x) = s(x) = s(x) = c(x) = c(x). Поправки на массу c-кварка рассматриваются отдельно. Удобно изучать отношение инклюзивных сечений, вызываемых нейтральными и заряженными токами. Сечение N-рассеяния за счет заряженного тока равно

Наконец, для сечения рассеяния нейтрино за счет нейтрального тока имеем

где sW sin W .

Для интересующего нас отношения сечений на изоскалярной мишени получим:

где r = CCN = CCN . Пренебрегая вкладом морских кварков, получаем r = 1=3. Экспериментальное значение rэксп 0:4, используя которое, находим величину sin W из измерения отношения (7.16).

Задача 11. Найти выражение для аналогичного R отношения R и нарисовать кривую в плоскости (R ; R ), известную как “нос Вайнберга”. Искомая кривая параметризуется величиной sin2 W . Экспериментальные значения R

и R находятся вблизи от точки этой кривой, соответствующей s2W = 0:23.

Самым замечательным свойством нейтрино является слабость (малость) их взаимодействия. Рассмотрим рожденное в термоядерной реакции в ядре Солнца

e с энергией 1 МэВ. Сечение взаимодействия с нуклоном по порядку величины равно (см. (7.11)):

Беря в качестве средней плотности Солнца 1 г/см3, для длины свободного пробега нейтрино будем иметь

Так как радиус Солнца равен 7 1010 см, нейтрино пронизывает без рассеяния миллиард солнц! По мере выгорания ядерного топлива звезда сжимается. При