Автореферат (Проявления новой физики в ускорительных экспериментах высокой интенсивности), страница 2

Вычисление верхнего ограничения на радиус компактификации вмодели с большими дополнительными измерениями и объединен­ным поколением фермионов на основании экспериментальных дан­ных по запрещенным распадам тяжелых мезонов.4. Оценки чувствительности планируемого в ЦЕРНе эксперимента сфиксированной мишенью SHiP к расширению СМ, содержащему7«парафотоны» — тяжелые векторные бозоны, смешивающиеся сфотонами.5. Оценки чувствительности эксперимента SHiP к нейтралино в ми­нимальной суперсимметричной СМ с нарушенной -четностью.6. Ограничения на допустимые значения нарушающих -четность па­раметров, полученные на основании опубликованных данных экс­перимента CHARM.Апробация результатов.Основные результаты диссертации доложены на научном семинареИЯИ РАН и на конференциях: «Ломоносов» и «Ломоносовские чтения»(МГУ, 2012), «XVIII международная научная конференция Объединениямолодых ученых и специалистов ОИЯИ » (Дубна, 24 — 28 февраля 2014),«Физика элементарных частиц и космология» (Москва, 12 — 13 ноября2014), «Физика элементарных частиц и космология» (Москва, 28 — 30октября 2015),на международных семинарах «Кварки-2012» (Ярославль, 4 — 10 июня2012), «Кварки-2014» (Суздаль, 2 — 8 июня 2014), «Перспективы физикичастиц: физика нейтрино и астрофизика» (Валдай, 1 — 8 февраля 2015),на международных школах: «Зимняя школа ИТЭФ» (Московская об­ласть, Отрадное, 14 — 21 февраля 2013), «Байкальская Школа по Физи­ке Элементарных Частиц и Астрофизике» (Иркутск, 5 — 13 июня 2012),«International School for Subnuclear Physics» (Эриче, Италия, 24 июня —3 июля 2013).Структура и объем диссертации.Диссертация состоит из введения, 4 глав основного текста, заключе­ния и библиографии.

Общий объем диссертации 105 страниц, включая 14рисунков. Библиография включает 115 наименований на 11 страницах.8Содержание работыВведение содержит обзор исследуемых в работе феноменологиче­ских моделей. Описаны явления, объяснение которых требует расшире­ния СМ: осцилляции нейтрино, барионная асимметрия Вселенной, тем­ная материя, проблема квадратичных расходимостей. Сформулированыцели работы и положения, выносимые на защиту.Первая глава посвящена изучению косвенных проявлений MSM.Рассматривается возможность описания явления осцилляций нейтринос помощью механизма качелей первого типа [10–12]. Для этого к лагран­жиану СМ ℒsm прибавляется правых фермионов , = 1, . . . , :(︂)︂¯ + ℎ.. ,¯ Φ̃ + ¯ − (1)ℒ = ℒsm + 2где — это новые юкавские константы.

Юкавские члены взаимодей­ствия определяют, что электрический, слабый и сильный заряды правыхчастиц должны быть равны нулю, поэтому их называют «синглетныефермионы» или «стерильные нейтрино». Стерильные нейтрино могутиметь майорановские массы, согласованные с калибровочными симмет­риями СМ. Чтобы объяснить данные по осцилляциям «активных» ней­трино, требуется ≥ 2 синглетных фермиона.В разделе 1.1 приводится наиболее экономичная модель описанноговыше типа, использующая = 3 стерильных нейтрино и известная какMSM, т.е. минимальное расширение СМ, содержащее нейтрино.

Онабыла предложена М. Шапошниковым, Т. Асакой и С. Бланше в работах[13, 14]. В этой модели масса стерильного нейтрино, играющего роль ча­стицы темной материи, ограничена интервалом 1 ∼ 1 − 50 кэВ, (см.обзор [15]). Выполнение условия стабильности темной материи на космо­логических временных масштабах требует, чтобы константы связи этогонейтрино с частицами СМ были настолько малы, чтобы оно не вносилосколь либо заметного вклада в характер нейтринных осцилляций [16]. Вэтом смысле MSM похожа на схему качельного механизма с = 2: одно9из активных нейтрино практически безмассовое. Два тяжелых стериль­ных нейтрино при этом отвечают и за возникновение масс двух активныхнейтрино, и за барионную асимметрию Вселенной.Основная часть главы посвящена вычислению вероятностей редкихпроцессов, нарушающих лептонный аромат или полное число лептонов.Рассмотрены следующие процессы: распады → ′ , − конверсия,распады → ′ ′ ′′ , распады с рождением одинаковых электрически заря­женных частиц (такие как − → + − − , − → + + − ).Показано, что при значениях параметров модели, при которых онаодновременно описывает осцилляции нейтрино и объясняет явления тем­ной материи и барионной асимметрии Вселенной, вероятности этих про­цессов лежат далеко за областью чувствительности современных и пла­нируемых экспериментов.Также в данной главе рассмотрен процесс двойного безнейтринногобета-распада.

Ширина этого распада пропорциональна квадрату эффек­тивной массы нейтрино . Показано, что в MSM с двумя тяжелымистерильными нейтрино и отщепленным легким стерильным нейтрино, об­разующим темную материю, значение эффективной массы будет лежатьв интервалах1.5 мэВ < NH < 3.9 мэВ ,17 мэВ < IH < 49 мэВ ,(2)где (NH) означает нормальную иерархию масс активных нейтрино, а(IH) — обратную. Обнаружение безнейтринного двойного бета-распада сэффективной массой, превышающей верхнее ограничение (2), будет яв­ляться указанием на существование в нейтринном секторе новой физикипомимо MSM.Во второй главе рассматривается модель с большими дополни­тельными измерениями и одним поколением фермионов, предложеннаяМ. Либановым, С. Троицким и Ж.-М. Фрером в работах [17], [18].

Вэтой модели два дополнительных измерения представляют собой сфе­ру радиуса , а фермионы локализованы на топологическом дефекте —10калибровочном вихре. Три поколения фермионов СМ являются тремянулевыми модами одного шестимерного поколения с различными зна­чениями углового момента. При этом иерархия масс возникает как след­ствие различной радиальной зависимости этих нулевых мод. Важной дляфеноменологического анализа особенностью модели является существо­вание «башни» Калуца-Клейновских (КК) мод калибровочных бозонов.Эти моды являются тяжелыми, с массами порядка ∼ 1/. Важно, чтоони несут ненулевой угловой момент, и поэтому могут инициировать про­цессы с несохранением аромата.В разделе 2.2 приведен вывод эффективного четырехмерноголагранжиана взаимодействия и описаны возможности эксперименталь­ной проверки модели.

В разделе 2.3 приведены подробные вычисленияширин редких распадов -мезонов с Δ = 0, т.е. таких, в которых не ме­няется номер поколения. Также в рамках модели получены предсказаниядля процессов с Δ ̸= 0. Распады -мезонов и барионов рассматрива­ются в разделе 2.4.На основании представленных вычислений сделан вывод о том, чтоспецифичным проявлением модели в будущих экспериментах было бынаблюдение распадов 0 → и → и отсутствие других запре­щенных процессов при одном и том же уровне чувствительности.Третья глава посвящена определению чувствительности планиру­емого в ЦЕРНе эксперимента SHiP к расширению СМ, содержащемупарафотон.В разделе 3.1 приводятся основные сведения об эксперименте с фик­сированной мишенью SHiP [7].

В основе эксперимента лежит детектиро­вание распадов гипотетических частиц, предсказываемых различнымимоделями новой физики, на заряженные частицы СМ. Эти распады бу­дут проходить в специальном пустом баке, из которого, для сниженияфона откачан воздух. Продукты распадов будут регистрироваться де­тектором, расположенным в конце бака.Раздел 3.2 посвящен модели с парафотоном. В общем случае вза­11имодействие калибровочного бозона «скрытой» группы ′ (1) (парафо­тона) со СМ описывается кинетическим смешиванием с обыкновеннымфотоном [19]. Для этого лагранжиан СМ ℒ расширяется следующимобразом:1 ′ ′ ′ 2′ ′ ′ℒ = ℒ − + + ,(3)422 ′где ′ — массивное калибровочное поле группы ′ (1), ≡ ′ − ′ ,и — параметр кинетического смешивания. На уравнениях движения = взаимодействие парафотона с фотоном можно переписатькак: ′ − = ′ × () .(4)2Таким образом, смешивание приводит к наличию эффективной констан­ты связи между ′ и током заряженных частиц СМ, которая определяетфеноменологию изучаемой модели.В разделах 3.3 и 3.4 подробно рассматриваются каналы рождения(в распадах вторичных мезонов, в процессе протон-протонного тормоз­ного излучения, в процессе тормозного излучения вторичных лептонов)и каналы распада (в лептоны и в адроны) парафотонов ′ .

Приводитсясечение рождения парафотонов в процессе тормозного излучения прото­нов, вычисленное в приближении Вайцзеккера-Вильямса. При этом, в ка­честве консервативной оценки для учета внутренней структуры протона,в протонный заряженный ток вводятся соответствующие формфакторы.Для определения вклада каждого канала рождения ′ в условияхSHiP приводятся результаты Монте-Карло моделирования распростра­нения ливней вторичных частиц, вызванных протонами с энергией 400ГэВ, падающими на мишень из вольфрама.

Для парафотонов с массой′ < 0 доминирует вклад мезонов, тогда как для более тяжелых па­рафотонов (которые не могут родиться в распадах и мезонов) преоб­ладает вклад протонного тормозного излучения. Относительный вкладтормозного излучения вторичных лептонов мал во всем доступном дляSHiP интервале масс ′ .12Далее вычисляется интенсивность сигнала в детекторе SHiP в зави­симости от массы парафотона ′ и смешиваний . Вероятность распадапарафотона ′ в эффективном объеме детектора равнаdet = exp (−sh /((′ )′ )) × [1 − exp (−det /((′ )′ ))] ,(5)где sh — длина мюонной защиты (60 м для SHiP [6]), а det — длина эф­фективного объема детектора (50 м), т.е. объема, распад в котором будетзарегистрирован детектором. Для определения числа сигнальных собы­тий в объеме детектора сечение рождения интегрируется с фактором (5)по области, определяемой геометрией SHiP.На основании вычисленной интенсивности сигнала определятся об­ласть пространства параметров модели, которая будет исключена в слу­чае, если SHiP не зарегистрирует сигнальных событий.