La supersymétrie à R-parité violée est une variante du modèle minimal de supersymétrie. Cette théorie a subi un récent essor en raison de l’absence d’observation de déviations dans les résultats des recherches de supersymétrie effectuées au LHC ces dernières années. En remettant en cause une des principales hypothèses du modèle minimal, à savoir la conservation de la R-parité, elle redéfinit les processus de nouvelle physique à rechercher et modifie ainsi les stratégies d’analyse à appliquer. La supersymétrie à R-parité violée a de plus un intérêt particulier car elle prévoit en particulier des processus de production de quarks top de même signe de charge électrique, lesquels ont été spécifiquement étudiés et recherchés dans les travaux effectués dans le cadre de cette thèse.
Dans cette section, nous définirons tout d’abord les principales notions liées à la violation de la R-parité en présentant le mécanisme de violation minimale des saveurs qui permet de s’affranchir de l’hypothèse de conservation de la R-parité. Nous discuterons ensuite des différentes motivations pour la recherche au LHC de processus supersymétriques violant la R-parité, puis la phénoménologie de ces processus. Enfin, nous présenterons certains de ces processus qui prévoient la production de quarks top de même signe.
I.4.1 Violation de la R-parité
L’idée de la supersymétrie à R-parité violée ou RPV (pour R-parity violation) consiste à rajouter les termes du superpotentiel de l’équation I.33, qui à l’origine ont été éliminés par l’hypothèse de conservation de la R-parité. Il apparait alors 48 nouveaux paramètres libres associés aux différentes valeurs des couplages µ0i, λi jk, λ0
i jket λ00
i jk, ainsi que 51 nouveaux paramètres provenant des termes de brisure de supersymétrie violant explicitement la R-parité [46]. Ces nouveaux termes entraînent des processus de violation des nombres baryonique et leptonique, lesquels sont extrêmement contraints par les observations faites à basse énergie. Le lecteur trouvera dans la référence [46] une liste complète des contraintes induites sur les couplages. À titre d’exemple, les limites sur la désintégration du proton en p → `+π0imposent :
|λl01kλ11k00 | < 2 × 10−27( m˜d
100 GeV)2 (I.37)
Pour respecter les observations de basse énergie, les couplages doivent prendre des valeurs extrêmement faibles, ce qui pose un problème de naturalité dans l’hypothèse où ce sont des paramètres libres. Dans le cadre de la supersymétrie RPV, le problème est contourné en considérant les couplages comme des paramètres dynamiques, dont les valeurs sont ajustées par un mécanisme inconnu.
Plusieurs mécanismes ont récemment été développés, dont l’un des principaux est basé sur le concept de violation minimale des saveurs [67–69] ou MFV (pour Minimal Flavor Violation). En l’absence des termes de Yukawa, le Modèle Standard contient la symétrie des saveurs suivante :
(SU(3))5 =SU(3)Q⊗ SU(3)U ⊗ SU(3)D⊗ SU(3)L ⊗ SU(3)E (I.38) Or, cette symétrie est violée lorsque les termes de masse des fermions sont introduits. Le principe de la MFV consiste à supposer que, dans le cadre du modèle de supersymétrie RPV, seuls les termes de Yukawa brisent (SU(3))5, ce qui a pour conséquence de connecter les couplages baryoniques et leptoniques avec les masses des fermions. Par exemple, le couplage λ00possède une expression de la forme :
λi jk00 ∼ fi jk
CKMtan2 βmuimdjmdk
où tan β = vu
vd est le rapport des valeurs dans le vide des champs de Higgs |Hu| et |Hd|, et fi jk
CKMest un facteur dépendant des termes de la matrice CKM. Les couplages sont alors hiérarchisés en fonction des masses des particules en jeu, ceux associés aux quarks légers étant réduits à des valeurs très faibles. Les couplages liés aux termes de violation leptonique λ et λ0possèdent, quant à eux, des valeurs extrêmement réduites en raison des masses faibles des leptons et des neutrinos. En réduisant la valeur de ces couplages, la MFV permet de respecter les contraintes de basse énergie, notamment celles imposées par les limites sur la désintégration du proton et sur les oscillations neutron-antineutron [69]. Dans la pratique, la prédiction des valeurs des couplages est complexe et dépend de la manière dont la MFV est appliquée. Toutefois, le tableau I.10 montre les ordres de grandeur des couplages λ00 pour différentes procédures de MFV, démontrant ainsi que les couplages prédominants correspondent à ceux impliquant le quark top (λ00
3ij).
Figure I.10. – Ordre de grandeur des couplages baryoniques λ00pour le modèle MFV Complet [67] et le modèle MFV Holomorphique [69] pour tan β = 5 et tan β = 50. Le couplage λ00
i jkest antisymétrique par rapport à ses deux derniers indices (λ00
i jk =−λ00
ik j), réduisant ainsi le nombre de paramètres à 9.
I.4.2 Intérêts théoriques
La supersymétrie à R-parité violée (RPV) possède plusieurs intérêts théoriques et phénoménologiques. Tout d’abord, la supersymétrie RPV permet d’introduire une nouvelle phénoménologie que nous présen-terons dans la section I.4.3, laquelle est complémentaire à celle du modèle minimal de supersymétrie. L’état final des processus supersymétriques violant la R-partié n’est en effet plus composé de neutralinos invisibles, mais uniquement des particules du Modèle Standard 4. Cette particularité permet d’appliquer des stratégies de recherche qui n’avaient jusqu’à alors pas été considérées, agrandissant ainsi la richesse phénoménologique de la supersymétrie qui était auparavant restreinte à des processus de grande impulsion transverse manquante.
Ensuite, la supersymétrie RPV prévoit des processus de violation des nombres baryonique et leptonique, lesquels ont un intérêt théorique que nous avons abordé dans la section I.2.3. La recherche de ces processus n’a été que très peu menée au LHC jusqu’à présent, en raison de l’absence de modèles théoriques les prédisant tout en respectant les contraintes à basse énergie. L’émergence des modèles de supersymétrie RPV permet de reconsidérer ces recherches de violation dans un cadre théorique dynamique, plausible et testable aux énergies du LHC. La supersymétrie RPV est donc également utilisée comme un outil pour la recherche de violation des nombres baryonique et leptonique.
L’impact de la supersymétrie RPV en cosmologie a aussi été étudié [46], notamment pour expliquer l’asymétrie baryonique de l’univers. Malheureusement, il est difficile de générer une asymétrie baryonique
4. Lorsque les couplages RPV sont faibles, les processus supersymmmétriques peuvent également être composés de particules avec un long temps de vie.
à haute température sans que les processus de violation baryonique et leptonique aient l’effet inverse de réduire cette asymétrie. De nombreux modèles ont néanmoins été proposés afin de contourner ce problème en générant une asymétrie baryonique à basse température [70–72].
Par ailleurs, la supersymétrie RPV enlève la possibilité d’expliquer la présence de la matière noire dans l’univers. En l’absence de conservation de la R-parité, la particule supersymétrique la plus légère (LSP), supposée être le neutralino, est instable comme expliqué dans la suite, ce qui à première vue enlève une des motivations principales de la supersymétrie et peut dissuader de trouver une alternative à l’hypothèse de conservation de la R-parité. Il faut cependant rappeler que cette parité n’a pas été introduite pour expliquer la matière noire, mais plutôt pour respecter les contraintes à basse énergie. Or, elle n’a plus vraiment d’intérêt dès lors que les modèles de supersymétrie RPV peuvent respecter ces contraintes grâce à des mécanismes tels que la MFV. De plus, d’autres particules hypothétiques telles que le gravitino ou l’axion ont été proposées comme candidat alternatif à la matière noire, prenant ainsi le rôle du neutralino.
I.4.3 Nouvelle phénoménologie
L’apparition des nouveaux couplages de la supersymétrie à R-parité violée modifie grandement la phé-noménologie des processus supersymétriques. Ces couplages engendrent des modes de désintégration produisant uniquement des particules du Modèle Standard et violant les nombres leptonique L ou baryo-nique B. Ces modes de désintégration sont les suivants :
• les sleptons et les sneutrinos peuvent se désintégrer en leptons et neutrinos via le couplage λi jk : ˜`i → `j¯νk et ˜νi→ `j ¯`k(∆L = 1),
• les squarks, les sleptons et les sneutrinos peuvent se désintégrer en quarks, en leptons et en neutrinos via le couplage λ0
i jk: ˜qi → qj ¯νk/q0
j ¯`k, ˜`i → ujd¯ket ˜νi → qj ¯qk (∆L = 1), • les squarks peuvent se désintégrer en quarks via le couplage λ00
i jk : ˜ui → ¯dj ¯dk et ˜dj → ¯ui ¯dk
(∆B = 1).
L’absence de conservation de la R-parité permet à la particule supersymétrique la plus légère (LSP) de se désintégrer en particules du Modèle Standard, devenant ainsi une particule instable. Par exemple, le neutralino peut se désintégrer en quarks grâce au couplage λ00
112de la manière suivante : ˜χ01→ u ˜u∗→ uds. Les états finaux des processus supersymétriques ne sont alors plus caractérisés par des neutralinos stables et invisibles, mais par des particules du Modèle Standard. Cette particularité permet à la supersymétrie RPV d’échapper aux contraintes imposées par les recherches de processus supersymétriques conservant la R-parité qui sont en général caractérisées par des critères de sélection stricts sur l’impulsion transverse manquante.
De manière générale, les stratégies de recherche des processus supersymétriques violant la R-parité se basent sur trois types de signatures :
• Les états finaux composés de plusieurs leptons, utilisés pour la recherche de processus de violation leptonique via les couplages λ et λ0[73, 74].
• Les états finaux composés de plusieurs quarks, utilisés pour la recherche de processus de violation baryonique via les couplages λ00[75].
• Les signatures de vertex déplacé. Ces signatures sont prédites lorsque les couplages baryoniques et leptoniques sont suffisamment faibles (. 10−7) pour que la LSP ait un temps de vol assez long, lui permettant de se désintégrer dans le détecteur [76].
Des analyses relatives à ces trois axes de recherche ont été menées au LHC par les collaborations ATLAS et CMS. Les résultats à 8 TeV des recherches de violation leptonique et de vertex déplacé ont imposé des limites relativement fortes sur les sections efficaces de production [64, 65, 76]. Les contraintes sur les processus de violation baryonique sont restées, quant à elles, relativement modérées [77].
I.4.4 Production de quarks top de même signe
Dans la suite, nous nous intéresserons uniquement à la recherche de violation du nombre baryonique à partir des couplages λ00
3ij qui, comme nous l’avons vu dans la section I.4.1, sont motivés par les scénarios de violation minimale de saveur (MFV) et par les contraintes à basse énergie.
Une étude phénoménologique publiée en 2013 [78] a examiné les différentes signatures possibles de la supersymétrie à R-parité violée sous MFV. La Figure I.11 montre les différentes chaînes de désintégration possibles pour chacune des particules supersymétriques. Le quark top se révèle être la particule finale la plus abondamment produite, et ce, de manière quasi-indépendante du spectre de masse des particules supersymétriques. En considérant des modes de production de gluinos ou de d-squarks (pp → ˜g ˜g, ˜g ˜d ou ˜d ˜d), ces chaînes de désintégration amènent à la production de quarks de même signe de charge électrique après désintégration des particules supersymétriques.
Figure I.11. – Chaînes de désintégration possibles des particules supersymétriques en fonction de la nature du LSP. λcorrespond à un neutralino ou à un gluino, et j représente la production d’un jet. Les désintégrations impliquant des couplages de violation baryonique sont représentées en rouge [78].
Il est cependant important de noter que l’état final composé seulement de jets peut aussi être une stratégie possible de recherche de supersymétrie RPV. Cet état final a été exploré afin de rechercher des processus de production de paires de gluinos (pp → ˜g ˜g, ˜g → j j j) [75] ou de stops (pp → ˜t˜t, ˜t → j j) [79, 80] dans l’état final composé de plusieurs jets de hadrons.
Les processus de production de quarks top de même signe dans l’état final présentent, quant à eux, plusieurs avantages expérimentaux lorsque les quarks top se désintègrent leptoniquement (t → b`ν). Tout d’abord, le signe de la charge des quarks top peut être directement identifié en mesurant la charge des leptons, ce qui permet de sélectionner uniquement les quarks top qui sont de même signe. De plus, la proportion d’évènements provenant des processus du Modèle Standard produisant des leptons de même charge est relativement faible, ce qui permet d’être sensible à des processus de nouvelle physique de
faible section efficace. Enfin, dans la perspective où des déviations par rapport au Modèle Standard sont mesurées, la proportion de leptons de charge positive par rapport aux leptons de charge négative renseigne sur l’asymétrie de charge des quarks top produits, ce qui est une observable possible permettant de différencier la compatibilité des données entre plusieurs modèles de nouvelle physique [78].
Dans le cadre de cette thèse, nous nous intéresserons à la recherche de quarks top de même signe en s’inspirant des conclusions de l’étude phénoménologique de la référence [78]. Deux types de processus représentés sur la Figure I.12 seront exploités. Ces processus ont l’avantage de violer le nombre baryonique par deux unités (∆B = 2), ce qui est une caractéristique générique des processus de violation baryonique attendus au LHC si de tels processus existent [81].
(a) (b)
Figure I.12. – Diagrammes de Feynman associés (a) à la production d’une paire de gluinos gg → ˜g ˜g se désintégrant chacun en trois quarks ˜g → ¯t ¯d¯s et (b) à la production d’une paire de d-squarks dd → ˜d ˜d se désintégrant chacun en deux quarks ˜d → ¯t¯s.
Le premier type de processus, représenté sur la Figure I.12(a), correspond à la production d’une paire de gluinos (gg → ˜g ˜g) se désintégrant chacun en trois quarks via un couplage λ00
3ij. Le mode de désinté-gration en ˜g → tds/¯t ¯d¯s représenté sur l’exemple de la Figure I.12(a) implique le couplage baryonique λ00321. Les autres couplages λ00
313et λ00
323peuvent produire les mêmes types d’état final avec des modes de désintégration du gluino respectivement en ˜g → tdb/¯t ¯d¯b et ˜g → tbs/¯t¯b¯s. Dans ces modes de désintégra-tion, le gluino peut produire des quarks top de signe négatif (¯t) ou positif (t) 5 avec la même probabilité. L’asymétrie de charge attendue des quarks top est donc égale à zéro.
Le deuxième type de processus, représenté sur la Figure I.12(b), correspond à la production d’une paire de d-squarks de même signe (dd → ˜d ˜d) se désintégrant en deux quarks via un couplage λ00
3ij. Comme précédemment, le mode de désintégration en ˜d → ¯t¯s, représenté sur la Figure I.12(b) implique le couplage λ00321. Un état final assez similaire peut également être considéré avec un mode de désintégration en ˜d → ¯t¯b via le couplage λ00
313. Ce type de processus produit uniquement des quarks top de signe négatif, ce qui donne une asymétrie de charge des quarks top négative.
Le caractère minimaliste des processus considérés permet d’être inclusif sur les autres processus super-symétriques. En effet, dès lors que le diagramme se complexifie par l’ajout d’autres particules supersy-métriques, l’état final reste assez similaire aux précédents diagrammes à la différence qu’il contient des quarks additionnels. Par exemple, l’ajout du neutralino permet de considérer des désintégrations du gluino en ˜g → qq ˜χ01, ˜χ01 → tds. L’utilisation de critères de sélection inclusifs pour la recherche des processus décrits dans cette section permet de garantir une sensibilité sur les autres scénarios de supersymétrie RPV ainsi qu’une possible réinterprétation des résultats [82].
5. Les quarks top de charge positif (t) et les anti-quarks top de charge négative (¯t) sont génériquement appelés quarks top dans ce manuscrit.
Jusqu’à aujourd’hui, les processus de production de paires de d-squarks n’ont par été recherchés au LHC. Leur implémentation dans les analyses ATLAS représente donc une nouveauté dans les recherches de nouvelle physique. Les processus de production de paires de gluinos ont, quant à eux, déjà été recherchés à 8 TeV dans l’état final composé de leptons de même charge par les collaborations ATLAS [83] et CMS [84]. À 13 TeV, la recherche de production de gluinos a de plus été étendue à des états finaux composés de plusieurs jets de hadrons par les collaborations ATLAS [75] et CMS [85] ou composés d’un seul lepton par la collaboration ATLAS [86].
Comme nous le verrons dans les prochains chapitres, une partie des travaux de cette thèse a été dédiée à la recherche des processus présentés dans cette section dans le cadre d’une analyse de recherche de nouvelle physique dans les évènements composés de leptons de même charge avec les données enregistrées à 13 TeV.