2.5 Désintégration du Higgs et des sparticules
2.5.3 Désintégration des gluinos
Comme il a été expliqué dans la section 2.4.3, les gluinos se désintègrent soit dans une paire quark - antiquark et un chargino ou un neutralino via l’échange d’un squark lourd, ˜
g → χ0
iq ¯q ou ˜g → χ±i q ¯q′ [110], soit dans un gluon et un neutralino via une boucle avec un quark et un squark lourd, ˜g → χ0
ig [117, 118] (voir la figure 2.13). Par conséquent, l’état final va contenir toujours un chargino ou un neutralino (qui se désintègre selon les canaux énumérés dans la section précédente) et un ou deux jets durs.
Pour faire une analyse auprès des collisionneurs, il est très important de savoir la quantité de jets durs, et donc, la valeur du rapport d’embranchement des désintégrations en deux ou trois corps. On a donc étudié l’espace de paramètres [µ, M2] afin de délimiter les régions dans lesquelles le rapport d’embranchement BR(˜g → g P χ0
i), sommé sur tous les neutralinos, est plus grand que 1, 5, 10, 25 et 50%. Les résultats pour le scénario 1 sont présentés sur la figure 2.22, pour MS = 104 GeV (gauche) et MS = 1010 GeV (droite) ; la région en rouge correspond à celle que satisfait la contrainte de matière sombre, celle en vert à la zone exclue par les collisionneurs.
Fig.2.22 – Rapport d’embranchement BR(˜g → Pigχ0
i) dans le plan [µ, M2], pour MS = 104 et 1010 GeV et dans le scénario 1. La région compatible avec WMAP (rouge) et celle exclue par les collisionneurs (vert) sont aussi affichées.
On remarque que le rapport d’embranchement BR(˜g → g P χ0
i) est plus important pour de faibles masses du gluino et donc pour des petites valeurs de M2, et aussi pour
des grandes valeurs de l’échelle de masse MS des scalaires. Ce rapport d’embranchement atteint 50% pour M2 &200 GeV et MS = 1010 GeV. En effet, la contribution principale à la désintégration radiative est donnée par des boucles de quarks tops et de stops (qui ont des couplages importants, ∝ mt, à la composante de type higgsino), et le rapport entre cette désintégration et celle en trois corps est proportionnelle à [103]
mt m˜g 2 1− 2 log MS mt 2 . (2.33)
En particulier, le rapport d’embranchement est relativement important dans la région où la densité relique est donné par l’annihilation des LSP via l’échange d’un Higgs réel, dans laquelle tous les neutralinos sont relativement légers et donc cinématiquement accessibles. Pour les scénarios sans unification des masses des jauginos à l’échelle MGUT on obtient des résultats similaires. La figure 2.23 montre les régions pour lesquelles le rapport d’em-branchement BR(˜g → g P χ0
i) est plus grand que 1, 5, 10, 25 et 50%, pour les scénarios 24 (gauche) et OII (droite) et MS = 104 GeV.
Fig.2.23 – Rapport d’embranchement BR(˜g → Pigχ0
i) dans le plan [µ, M2], pour MS = 104 GeV et dans les scénarios 24 et OII. La région compatible avec WMAP (rouge) et celle exclue par les collisionneurs (vert) sont aussi affichées.
On remarque que dans le scénario 24, pour une même valeur de M2, le rapport d’embranchement est nettement plus important que dans le cas avec universalité. Pour MS = 1010 GeV, le canal ˜g → g P χ0
i domine de loin sur celui en trois corps. Dans le scénario OII, la désintégration radiative ˜g → g P χ0
i est dominante sur une bande dans laquelle la masse du gluino est très proche de celle du neutralino le plus léger. Vu que cette zone coupe la région qui correspond à la bonne densité relique de matière sombre, il existe des régions qui satisfont toutes les contraintes physiques et où la désintégration radiative est dominante.
Chapitre 3
Reconstruction des paramètres
La mise en évidence de la supersymétrie constitue, avec la découverte des bosons de Higgs, la principale motivation pour les futurs collisionneurs de particules tels que le LHC dont le démarrage est prévu sous peu, et le International Linear Collider ou ILC, un collisionneur électron–positron d’une énergie de 500 GeV à 1 TeV, actuellement en projet. Ceci consisterait, en premier lieu, à produire directement une multitude de nouvelles particules : les scalaires du secteur de Higgs et les partenaires supersymétriques scalaires et fermioniques des particules standards.
Cependant il sera aussi nécessaire de mesurer certains paramètres fondamentaux, tels que tan β et les masses des particules supersymétriques, et de vérifier un certain nombre de relations entre couplages et masses imposées par la Supersymétrie. Ceci permettra de reconstruire le lagrangien supersymétrique à basse énergie, ce qui rendrait possible la détermination de la structure de la physique sous–jacente à l’échelle de grande unification. Pour ce faire, la plus grande précision dans les prédictions théoriques est souhaitable pour ces grandeurs, ce qui requiert la prise en compte de la manière la plus complète possible de tous les processus de production et de désintégration intéressants et d’y inclure les effets des corrections radiatives.
Dans ce chapitre, nous discuterons de la manière dont on pourrait reconstruire les pa-ramètres du lagrangien à basse énergie du MSSM avec des scalaires lourds. Nous commen-cerons par choisir quelques scénarios représentatifs à étudier et résumer la phénoménologie qu’ils impliquent. Les modes de production et de désintégration des superparticules dans ces cas, seront résumés. Nous analyserons ensuite les différentes signatures des superparti-cules au LHC et les observables qui pourraient être étudiées pour extraire les paramètres du lagrangien à basse énergie. Nous verrons ensuite comment remonter aux paramètres fondamentaux de la théorie à haute énergie.
Nous continuerons ce chapitre en analysant la reconstruction des paramètres du MSSM avec des scalaires lourds au sein du ILC. Nous allons commencer par choisir cinq points représentatifs dans l’espace de paramètres du modèle. Nous ne nous avons pas limité aux
cas avec unification des masses des jauginos à l’échelle MGUT, en effet, nous avons exploré les différentes options données par les scénarios 1, 24, 75 et 200, présentés dans la section 2.3.2. Pour ces points, nous analyserons la production et la désintégration des particules supersymétriques, puis nous nous intéresserons à la détection de charginos et neutralinos. Ceci se fera dans le cadre de collisions e+e− avec des énergies de centre de masse de 500 GeV et 1 TeV. Finalement nous étudierons les possibilités offertes par la machine pour reconstruire les paramètres de la théorie à basse et à haute énergie.