Диссертация (Проявления новой физики в ускорительных экспериментах высокой интенсивности), страница 3

обзор [9]), взаимодействующи­ми с дублетом левых лептонов и хиггсовским дублетом Φ. Наиболее распро­страненным объяснением малости масс нейтрино (atm ≪ electron ) являетсят.н. механизм качелей. Малым параметром при этом является отношение ди­раковской массы к массе новой частицы. Однако механизм качелей не может1Мы используем обозначения, в которых = { , , } — это нейтрино, взаимодействующие с -бозоном, т.е. собственные состояния слабого заряда.17предсказать массу новой частицы, которая может иметь любое значение.Если новые частицы несут квантовые числа группы SU(2), то их необнару­жение означает, что их массы больше масштаба, доступного на современныхускорителях.

Однако, ситуация отличается если взаимодействие (1.1) вызва­но обменом калибровочно синглетным фермионом (так называемый качель­ный механизм первого типа [34–38], см. также работу [39] и ссылки в ней). Вэтом случае к лагранжиану СМ ℒsm прибавляется правых фермионов , = 1, . . . , :(︂)︂¯ Φ̃ +¯ − ¯ + ℎ.. ,ℒ = ℒsm + 2(1.2)где — это новые юкавские константы.

Юкавские члены взаимодействияопределяют, что электрический, слабый и сильный заряды правых частицдолжны быть равны нулю, поэтому их называют «синглетные фермионы»или «стерильные нейтрино». Стерильные нейтрино могут иметь майоранов­ские массы, согласованные с калибровочными симметриями СМ. Чтобы объ­яснить данные по осцилляциям «активных» нейтрино, требуется ≥ 2 син­глетных фермиона. В случае = 2 в лагранжиане (1.2) имеется 11 новыхпараметров, в то время как матрица масс/смешиваний ℳ содержит 7 пара­метров, включая массы двух активных нейтрино, тогда как третье активноенейтрино остается безмассовым.

В случае > 2 имеется больше свободы ввыборе параметров.Оставшиеся параметры в общем случае могут принимать любые значе­ния, согласующиеся с пертурбативностью, включая те, что делают стерильныенейтрино еще более ценными для физики частиц. В самом деле, легчайшее сте­рильное нейтрино может служить кандидатом на роль темной материи, тогдакак нарушающие лептонное число майорановские массовые члены и CP-нару­шающие комплексные фазы матрицы юкавских констант в уравнении (1.2)обеспечивают, с помощью осцилляций активных нейтрино в стерильные, необ­ходимые для лептогенезиса условия.

Если лептогенезис происходит до элек­18трослабого перехода, он может привести к барионной асимметрии плазмы иобъяснить тем самым асимметрию вещество-антивещество во Вселенной. Дляуспешного решения обеих проблем (темной материи и барионной асимметрииВселенной) требуется ≥ 3 стерильных нейтрино.1.1. MSM: описание и феноменологияНаиболее экономичная модель описанного выше типа, использующая = 3 стерильных нейтрино, известна как MSM [18, 19], т.е.

минималь­ное расширение СМ, содержащее нейтрино. В этой модели масса стерильногонейтрино, играющего роль частицы темной материи, ограничена интервалом1 ∼ 1 − 50 кэВ, (см обзор [40]). Выполнение условия стабильности темнойматерии на космологических временных масштабах требует, чтобы константысвязи этого нейтрино с частицами СМ были настолько малы, чтобы оно невносило сколь либо заметного вклада в характер нейтринных осцилляций [41].В этом смысле MSM похожа на схему качельного механизма с = 2: од­но из активных нейтрино практически безмассовое. Два тяжелых стерильныхнейтрино при этом отвечают и за возникновение масс активных нейтрино, иза барионную асимметрию Вселенной. Чтобы сгенерировать лептонную асим­метрию в достаточном объеме перед фазовым переходом и при этом не урав­новесить стерильные нейтрино в первичной плазме, необходимо резонансноеусиление осцилляций активных нейтрино в стерильные в ранней Вселенной[18, 42], которое достигается при практически вырожденных массах|3 − 2 | ≡ Δ ≪ 2,3 .(1.3)Причиной вырождения может быть слабо нарушенная глобальная (1) сим­метрия [43].

Более того, конкретный механизм лептогенезиса работает для сте­рильных нейтрино, массы которых меньше электрослабого масштаба, хотя точ­ное верхнее ограничение на массу стерильных нейтрино пока не было установ­19лено.Смешивание активных и стерильных нейтрино, вызванное юкавскими чле­нами в (1.2), играет ключевую роль в интересующей нас динамике. Фермионы в уравнении (1.2) являются собственными состояниями слабых взаимодей­ствий и полностью нейтральны.

Однако благодаря юкавскому смешиванию,массовые состояния имеют небольшую примесь , которая характеризуетсямалым углом смешивания активных и стерильных нейтрино ≡ √,2 (1.4)| | ≪ 1, и, как следствие, несут небольшой слабый заряд. Малость этогозаряда для данного стерильного нейтрино характеризуется следующим без­размерным числом:2 ≡∑︁ 2 | |22 2.(1.5)Следовательно, с феноменологической точки зрения, частицы ведут себякак тяжелые нейтральные лептоны. В дальнейшем мы будем обозначать мас­совые состояния так же как и собственные состояния заряда , поскольку вMSM примесь очень мала.

Если кинематика позволяет, эти частицы могутрождаться в распадах других частиц вместо обычных нейтрино , а затем рас­падаться в частицы СМ. Примеры этих процессов изображены на Рисунке 1.1.И ширина распада, и темп рождения пропорциональны квадрату углов смеши­вания (1.4): чем меньше смешивания, там меньше темп рождения и распада.В нескольких исследованиях эта феноменология использовалась для поисковтяжелых нейтральных лептонов, в результате которых были получены ограни­чения на пространство параметров ( , ), (см., например, обзор [44]).В MSM с почти отщепленным нейтрино темной материи и двумя тяже­лыми вырожденными стерильными нейтрино прямые поиски позволяют уста­20µDsN 2,3νµ<H>N2,3µνµ<H>πµDνµ<H>N2,3πµνµeN2,3<H>νeРис.

1.1. Типичные диаграммы рождения (левый график ) и распада (правый график ) сте­рильных нейтрино. Изображение из работы [32].новить ограничения на константы связи2 ≡∑︁ 2 | |2,2 2(1.6)=2,3космология ограничивает сумму констант (1.6) по всем ароматам:2 ≡∑︁=2,32 =∑︁2 ,(1.7)=,,т.е. полное смешивание. Стерильные нейтрино, образовавшиеся в ранней Все­ленной, могут распасться и разрушить первичные химические элементы. Дляуспешного нуклеосинтеза необходимо, чтобы время жизни тяжелых сте­рильных нейтрино 2,3 было меньше 0.1 с [45]. Это требование определяет ниж­нее ограничение на допустимые значения величины полного смешивания 2[28].

При этом для генерации лептонной асимметрии необходимо, чтобы сте­рильные нейтрино были вне равновесия в плазме, что приводит к верхнемуограничению (определенному с точностью до фактора порядка единицы) насмешивание [46]. Простая интерполяция результатов работы [46] приводит к(︂)︂3/2ГэВ 2 < × 2.5 × 10−7,(1.8)21где = 1(2) для нормальной (обратной) иерархии в секторе активных ней­трино. Лептогенезис устанавливает также нижние пределы на значение угловсмешивания (показанные на Рисунке 1.2 сплошной линией), отвечающие связимежду сектором активных и стерильных нейтрино при которой может бытьсгенерирована достаточная барионная асимметрия.Еще одно нижнее ограничение на смешивание [28, 46] 2 > 5 × 10−11ГэВ(1.9)является следствием качельного механизма: для заданной массы стерильногонейтрино константы смешивания не могут быть произвольно малыми, посколь­ку они определяют массы активных нейтрино (про которые известно, что двеиз них должны превосходить значения 0.05 эВ и 0.008 эВ, чтобы согласовы­ваться с данными [21] по осцилляциям атмосферных и солнечных нейтрино).На Рисунке 1.2 показана область пространства параметров модели, в которойудовлетворяются перечисленные выше требования.Связанные с темной материей ограничения на разрешенную область простран­ства параметров сильно зависят от конкретного механизма генерации темнойматерии в ранней Вселенной, и поэтому не рассматриваются в данной работе.Примеры реализации таких механизмов и их обсуждения содержатся, напри­мер, в работах [46, 49–52].Как показано в работе [28], наилучшим способом изучения показаннойна Рисунке 1.2 области пространства параметров модели являются прямые по­иски.

Для масс нейтрино < 5 ГэВ эти поиски могут быть выполнены вэксперименте с фиксированной мишенью, использующем высокоинтенсивныйпучок протонов высокой энергии (400 ГэВ). В результате взаимодействия про­тонов с мишенью рождаются тяжелые адроны, одним из продуктов распадакоторых являются стерильные нейтрино, как показано на Рисунке 1.1.Дизайн подходящей экспериментальной установки был предложен в рабо­те [47] и дал начало новому эксперименту, предложенному недавно в ЦЕРНе22NuTeVCHARM10610NuTeV6CHARMPSPS1919U28N1010101012BB8BAU10BAUSeesaw0.20.51.0M GeV2.05.0BAU1BAUBBU2110.010101012NSeesaw0.20.51.02.05.010.0M GeVРис.

1.2. Разрешенная область пространства параметров MSM для случая нормальной(левый график ) и обратной (правый график ) иерархии масс в секторе активных нейтрино(оригинал изображения без линии E949 приведен в работе [47]). Верхние границы определя­ются из требований успешного баригенезиса (соответствующая линия обозначена как BAU),а также результатами прямых поисков (эксперименты PS191, CHARM, NuTeV и E949 [48]).Нижние границы определены известными данными по массам нейтрино, при условии, чтоэти массы объясняются качельным механизмом (линия Seesaw), первичным нуклеосинтезом(линия BBN) и бариогенезисом (линия BAU). Красная линия показывает чувствительностьэксперимента с фиксированной мишенью, предложенного в работе [47].[16], который был назван SHiP. Поиск более тяжелых стерильных нейтриновозможен на ускорителях высоких энергий и на + − установках, производя­щих миллиарды -бозонов, распадающихся в стерильные нейтрино (подробнеесм.