Admin CliCours
Recherche de particules supersymétriques dans le canal jets et énergie manquante auprès du détecteur ATLAS
Phénoménologie de la supersymétrie
Comme les couplages des particules SUSY sont ceux de leurs partenaires du Modèle Standard (voir table de la section précédente) il est facile d’appréhender la phénoménologie à partir des diagrammes de Feynman du Modèle Standard. Ici on suppose une hiérarchie de masse typique de mSUGRA pour illustration.
Désintégration
On peut voir sur la figure 1.2 les processus de désintégration de quelques particules du Modèle Standard. La transposition aux partenaires supersymétriques de ces particules se fait de façon assez simple en se rapportant à la table 1.1 et en substituant deux partenaires supersymétriques du fait de la R-parité. Dans le premier exemple le boson Z0 est remplacé par un χ˜ 0 2 et le Higgs par un χ˜ 0 1 . De même, l’équivalent supersymétrique de la désintégration d’un Z0 en une paire de leptons correspond à la désintégration d’un neutralino en une paire lepton/slepton. Tous les processus ne sont pas représentés mais on peut aussi imaginer des processus de désintégration des sleptons : ˜l− > l +χ0 1 ou ˜l− > ν +χ+. Les bosons chargés comme les W± ne sont pas en reste, le processus de désintégration en lepton neutrino est équivalent à la désintégration d’un chargino en une paire slepton/neutrino ou sneutrino/lepton.De même sur la figure 1.3 on peut voir quelques processus de désintégration de particules colorées, du Modèle Standard comme de leurs partenaires supersymétriques. L’équivalent supersymétrique du gluon “splitting” en une paire de quarks correspond au splitting d’un gluino en une paire squark/quark. Les phénomènes de diffusion d’un boson neutre ou chargé par un quark sont équivalents en supersymétrie à la diffusion d’un chargino ou d’un neutralino par un squark. On peut combiner ces diagrammes suivant les cas où la masse du gluino est plus élevée que celle du squark et inversement. On peut ensuite combiner tous ces processus pour former des cascades de désintégration aboutissant toutes à la production de particules du Modèle Standard et de neutralino LSP. Ainsi on peut reproduire toutes les désintégrations pour un spectre de SUSY donné en faisant des analogies avec les processus du Modèle Standard.
Production
De même, on peut retrouver les processus de production des particules supersymétriques en faisant une analogie avec les particules du Modèle Standard. La figure 1.4 montre les processus de production de particules du Modèle Standard et de leurs partenaires supersymétriques dans le cas d’un collisionneur électron/positron comme le LEP. Encore une fois les analogies sont relativement faciles. Au LEP, les sections efficaces de production de ces trois processus sont du même ordre de grandeur, il en va de même pour les états finaux impliquant des particules supersymétriques. La figure 1.5 montre les processus de production dominants aux collisionneurs hadroniques tels que le Tevatron et le LHC. Les états finaux sont composés de paires de squarks, de gluinos ou de paires de squark et gluino. Suivant les cas ou la masse du gluino est plus élevée que celle du squark et inversement, on peut obtenir après cascade des événements contenant 2, 3 ou 4 quarks et des neutralinos LSP. Le processus ˜q → q+χ˜ 0 1 est similaire au processus du Modèle Standard. De même, ˜g → qq+χ˜ 0 1 est très semblable à son équivalent du Modèle Standard. On peut ainsi reproduire l’ensemble de la chaîne de production et de désintégration des particules supersymétriques au LHC. Par exemple dans notre cas pour le cas des paires ( ˜q,g˜), ( ˜g,g˜) et ( ˜q,q˜). 1.3 Contraintes expérimentales 1.3.1 Recherches directes Les contraintes les plus significatives sur les particules supersymétriques ont été obtenues au LEP et au TeVatron. Le LEP, Large Electron Position collider, la machine qui a précédé le LHC au CERN, en opération de 1989 à 2000, a atteint une énergie de 209 GeV dans le centre de masse. Le TeVatron est un collisionneur p− p¯ situé au Fermilab avec une énergie dans le centre de masse de 1.96 TeV. Au LEP, l’énergie dans le centre de masse est celle du processus de production, si bien qu’on peut connaître l’énergie des particules interagissant faiblement en faisant la différence entre l’énergie dans le centre de masse et l’énergie des particules détectées. Par contre, dans le cas des collisionneurs hadroniques, l’énergie dans le centre de masse du processus dur n’est pas connue, de plus une partie des particules impliquées dans la collision ne sont pas mesurées car émises dans la direction du tube faisceau, non instrumentée. Pour les particules interagissant faiblement, la seule information disponible sera un déséquilibre dans la somme des impulsions transverses, caractérisé par l’énergie transverse manquante.1.3.1.a LEP Dans le cas du LEP [36], la majorité des particules SUSY et SM sont produites avec des sections efficaces similaires, via les processus électrofaibles détaillés précédemment. Le rapport signal sur bruit à la production n’est donc pas petit. De plus les processus de fond sont à priori bien connus et bien simulés. On s’attend donc à ce que, sauf configuration cinématique très particulière, toute particule supersymétrique susceptible d’être produite soit découvrable. Les recherches se sont donc portées vers les particules détectables les plus légères, parmi lesquelles la NLSP (next to lightest supersymetric particle) tient un rôle de choix. L’avantage de cette méthode est qu’elle est indépendante du modèle choisi (tant que la NLSP est détectable). Pour les sleptons la recherche se fait via le canal de désintégration ˜l− > l + χ0 1 déjà vu précédemment. La production de particules se faisant par paires, on recherche essentiellement des paires de leptons identiques acoplanaires (qui ne sont pas émis dos à dos comme si c’était les seules particules de l’événement) du fait des neutralinos LSP produits dans la cascade. Le cas le plus simple est celui du smuon et du sélectron qui donnent deux muons ou deux électrons dans l’état final, le cas du tau est plus complexe car le tau se désintégre à son tour. On peut voir les limites d’exclusions posées par le LEP sur ces trois particules sur la figure 1.6. dans le cas où µ = -200 GeV et où tanβ = 1.5. En résumé les masses de slepton inférieures à 90-99 GeV (en fonction de la masse du neutralino LSP) sont exclues. Tout comme pour le Modèle Standard, une limite sur la masse du sneutrino LSP ou NLSP de 45 GeV peut être déduite de la mesure de la largeur du Z pour les masses dégénérées des trois sneutrinos [45]. Pour les charginos et neutralinos, la différence de masse entre la particule et la LSP est un paramètre important de l’analyse. Les masses des charginos dépendent du paramètre M2 alors que les neutralinos dépendent aussi du paramètre M1. M1 et M2 sont les paramètres de brisure de SUSY pour les jauginos liés à U(1) et SU(2) à l’échelle électrofaible. Ils sont à priori indépendant dans le cadre du MSSM le plus générique. Cependant, en supposant l’unification de la masse des jauginos à la grande échelle, on trouve une relation entre ces deux paramètres : M1 est environ égal à la moitié de M2. On distingue 3 régions suivant le rapport entre µ et M2. On parle de région “jaugino” quand M2 est petit par rapport à |µ|, de région “higgsino” dans le cas contraire et de région de mélange quand les deux paramètres sont du même ordre. Dans la région jaugino, le chargino le plus léger et le neutralino NLSP ont des masses proches de M2, le neutralino LSP a une masse de l’ordre de M1, et les autres neutralinos et charginos ont des masses de l’ordre de µ, ce qui est la configuration typique rencontrée dans mSUGRA. Dans la région higgsino, le chargino le plus léger et les deux neutralinos les plus légers ont des masses proches de µ, si bien que l’écart entre la masse du neutralino le plus léger et celle du chargino le plus léger est petit. Une limite sur la masse du chargino le plus léger de 103 GeV est obtenue pour des masses de sneutrino supérieures à 200 GeV sauf pour des régions bien précises du plan (µ, M2) comme celles de grand M2 où d’autres effets s’ajoutent. Les recherches de Higgs au LEP fournissent des contraintes supplémentaires à petit tanβ. La masse du boson de Higgs le plus léger dans le MSSM reçoit des corrections radiatives du fait de la différence de masse entre le top et le stop. La masse du stop dépend de m0 et de M2. Pour une valeur donnée de m0 et de tanβ, la limite inférieure que l’on peut attribuer à la masse du boson de Higgs se traduit par une limite sur M2. Ces contraintes sont utilisées pour les petites valeurs de m0 et de tanβ, région dans laquelle les contraintes données issues des charginos sont les plus faibles. À tanβ fixée, la masse du neutralino est déterminée uniquement par les paramètres m1/2 (ici masse commune aux jauginos de U(1) et SU(2) à la grande échelle) et µ. Dans ces conditions une exclusion dans le plan (m1/2,µ) combinant l’ensemble des recherches peut se traduire par une limite inférieure sur la masse de la LSP. Cependant les sections efficaces de production et les rapports d’embranchement dépendent de la masse des sfermions. Pour simplifier, les sleptons sont supposés avoir un terme de brisure unique m0 unique à la grande échelle, un scan sur m0 est effectué. La stratégie d’exclusion est donc la suivante : Pour les grandes masses scalaires (m0>500 GeV), les sleptons ne peuvent pas être produits à LEP et la limite est donnée uniquement par les recherches de charginos et de neutralinos. La limite inférieure sur la masse de la LSP (39.6 GeV) est obtenue pour tanβ = 1 dans la région mixte par la recherche des neutralinos (figure 1.7) ite sur la masse du slepton, pour m0 et tanβ fixés, se traduit directement par une limite sur m1/2. Cependant comme aucune analyse n’a été développée pour les désintégrations en cascade des sleptons l’exclusion n’est plus valide pour de faibles valeurs de µ. Techniquement, les exclusions des recherches de charginos sont combinées avec celles des sleptons. L’ensemble des points non exclus ayant une masse de neutralino inférieure à la limite obtenue pour les grandes masses scalaires est analysé avec la recherche de neutralinos. Les résultats montrent que toute masse inférieure à la limite obtenue pour m0>500 GeV est aussi exclue pour m0<500 GeV et donc qu’une limite de 39.6 GeV est obtenue (figure 1.7). Il est aussi possible d’inclure la recherche du Higgs qui, au premier ordre, est équivalente à une limite sur tanβ. Les faibles valeurs de tanβ étant exclues par la recherche du Higgs, la limite est de 43.6 GeV : elle est alors donnée par la recherche des sleptons à grand tanβ et µ fortement négatif comme montré sur la figure 1.7. Des recherches de squarks et de gluinos ont aussi été effectuées à LEP, cependant, les résultats sont largement éclipsés par ceux du LEP dans le cadre de mSUGRA, si bien qu’ils ne sont pas présentés ici.
Introduction |
