ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2021, том 84, № 2, с. 143-148

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ

ПОИСК НОВОЙ ФИЗИКИ В ДИЛЕПТОННОМ КАНАЛЕ

В ЭКСПЕРИМЕНТЕ CMS НА LHC

Поступила в редакцию 13.05.2020 г.; после доработки 15.09.2020 г.; принята к публикации 15.09.2020 г.

Представлен обзор результатов поиска сигналов новой физики за рамками Стандартной модели в

столкновениях протонов при энергии

√s = 13 ТэВ. Для поиска использованы события образования

пар лептонов, зарегистрированные экспериментом CMS во время второго этапа работы Большого

адронного коллайдера. Полный объем проанализированных данных соответствует интегральной

светимости до 140 фбн-1. Результаты поиска интерпретировались в рамках моделей расширенного

калибровочного сектора, сценариев низкоэнергетической гравитации и в контексте поиска темной

материи. Также обсуждаются результаты поиска редкого распада бозона Хиггса на два мюона.

DOI: 10.31857/S0044002721010244

Изучение процессов образования пар лептонов

энергий нескольких ТэВ и поиск новой физики за

является одним из приоритетных направлений ис-

ее пределами и, в частности, в дилептонном канале.

следований экспериментов на современных уско-

Поиск подобных сигналов осуществляется в пред-

рительных комплексах и, в частности, экспери-

положении, что они представляют собой превыше-

ментов на Большом адронном коллайдере (LHC).

ние наблюдаемого числа событий над фоном СМ:

Подобные экспериментальные сигналы вызывают

либо в узком интервале инвариантных масс пары

особый интерес, так как являются очень чистыми

лептонов (новые узкие резонансные состояния),

каналами с точки зрения фоновых условий, опи-

либо проявляются как отклонения от предсказа-

сываемых Стандартной моделью (СМ) с большой

ний СМ в широком диапазоне инвариантных масс

точностью. Кроме задач, связанных с проверкой

(нерезонансные сигналы) [3].

предсказаний СМ [1], эти процессы уже несколько

В эксперименте “Компактный мюонный солено-

десятков лет используются в роли важнейшего

ид” (CMS) [4] поиск новых резонансов проводился

инструмента при поиске сигналов новой физики [2].

с помощью метода максимального правдоподобия

Многие сценарии за рамками СМ предсказыва-

(ММП) [5, 6] путем анализа формы распределения

ют появление новых частиц, которые впоследствии

пар лептонов по их инвариантной массе m (рис. 1)

распадаются на пары лептонов l⁺l^-. Поскольку

[7]. Такой подход обеспечивает независимость ре-

энергетический масштаб новой физики ожидается

зультатов от погрешности определения абсолют-

довольно высоким (порядка ТэВ и выше), конечные

ной величины фона. Расширенная функция ММП

дилептонные состояния обладают большой инва-

для спектра инвариантных масс состоит из суммы

риантной массой. Проверка таких предсказаний

функций плотности вероятности (p.d.f.) сигнала p_S

находится в области потенциальных возможностей

и фона p_B:

экспериментов на LHC — во время второго эта-

L(m|R_σ, M, Γ, σ(m), α, β, κ, μ_B ) =

(1)

па его работы (RUN2) энергия сталкивающихся

протонов составила

√s = 13 ТэВ, а полный объем

∏

⁽μ_S(R_σ)

данных, записанных каждым из двух многоцеле-

p_S(m_i|M,Γ,ω) +

вых экспериментов (ATLAS и CMS), превысил

i=1

)

140 фбн-1 интегральной светимости. Оба экспе-

μ_B

римента нацелены на проверку СМ на масштабе

p_B(m_i|α,β,κ)

¹⁾Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,

Плотность вероятности сигнала p_S (m|Γ, σ) =

Россия.

= BW(m|Γ) ⊗ Gauss(m|ω) является сверткой

²⁾Государственный университет “Дубна’’, Дубна, Россия.

^*E-mail: ilia.zhizhin@cern.ch

описывающей резонанс нерелятивистской формы

^**E-mail: alexander.lanyov@cern.ch

Брейта-Вигнера с шириной Γ и функцией Гаусса

^***E-mail: sergei.shmatov@cern.ch

с шириной ω, задающей разрешение детекторных

143

144

ЖИЖИН и др.

CMS Предварительно

140 фбн^-1 (13 ТэВ)

CMS Предварительно

137 фбн^-1 (13 ТэВ)

10⁸

NR SR

Данные

10⁷

γ*/Z → μ⁺μ^-

γ*/Z → e⁺e

10⁶

tt, tW, WW, WZ, ZZ, ττ

10⁵

tt, tW, WW, WZ, ZZ, ττ

Струи

10⁴

Струи

Полный фон (NR)

10³

10²

10¹

10⁰

10^-1

10^-2

10^-3

10^-4

10^-5

1.0

0.5

-0.5

-1.0

70 100

200 300

1000

2000

70 100

200 300

1000

2000

m(μ⁺μ^-), ГэВ

m(ee), ГэВ

Рис. 1. Распределения по инвариантной массе наблюдаемых событий (черные точки) пар (а) мюонов и (б) электронов

[7]. Гистограммами показаны вклады различных фоновых процессов СМ. Серая область димюонного распределения —

нормированная область (NR) с m_ll < 120 ГэВ.

систем. Здесь N — полное число зарегистриро-

делей двух классов — предсказывающих резонан-

ванных событий, μ = μ_S + μ_B — сумма средних

сы со спином 1 и со спином 2.

значений распределений Пуассона для сигнала

Так, например, в расширенных калибровочных

и фона. Форма функции, описывающей p.d.f.

моделях, содержащих дополнительную калибро-

фона, фиксировалась на основе аппроксимации

вочную группу U^′(1), в результате нарушения сим-

распределений событий, полученных с помощью

метрии на масштабе ТэВ появляются новые ка-

моделирования всех возможных процессов СМ

либровочные бозоны Z^′ [9] (резонансы со спином

p_B(m|α,β,κ) = m^κeαm+βm2 , где α, β и κ —

1) с массами, доступными для измерения на LHC.

параметры формы фона.

Для анализа были использованы две модели, пред-

Для уменьшения влияния других систематиче-

сказывающие Z^′ с максимальным и минималь-

ным сечением. В качестве модели с максимальным

ских эффектов (светимости, аксептанса, эффек-

сечением обычно рассматривают так называемую

тивностей триггера и офлайн-реконструкции) се-

последовательную СМ (SSM) [10] — производную

чение рождения пар лептонов было нормировано

от СМ конструкцию, в которой величина констант

на сечение рождения Z-бозона (подробнее, см.,

связи нового Z^′ совпадает с таковой для Z в

например, в [3]):

СМ. Другие модели, например, основанные на ка-

σ(Z^′ → l⁺l^-)

либровочной группе ТВО E₆ [11], предсказывают

R_σ =

(2)

σ(Z → l⁺l^-)

Z^′ с константами связи, отличными от СМ, и с

меньшими сечениями. Одна из возможных моделей

Ожидаемые в СМ и наблюдаемые верхние пре-

(Z^′ψ) с минимальным сечением была использова-

делы на сечения для резонансных состояний со

на в качестве наиболее пессимистичного сценария

спином 1 и 2 представлены на рис. 2 [7, 8]. Эти

(нижнего порога в теоретических предсказаниях).

пределы, как и распределения по инвариантной

Соответствующие сечения приведены на рис. 2а

массе (рис. 1), демонстрируют хорошее согласие

[7]. Нижние пределы на массы Z′SSM и Z^′ψ состав-

с предсказаниями СМ, т. е. полное отсутствие

ляют 5.15 и 4.56 ТэВ/c² соответственно (т. е. суще-

статистически значимых сигналов новой физики.

Поэтому дальнейшие результаты связаны с огра-

ствование Z^′ с массами ниже указанных закрыто

ничениями параметров моделей, в рамках которых

экспериментом).

проводилось сравнение их предсказаний с полу-

Для получения модельно-независимых резуль-

ченными экспериментальными данными. Такая ин-

татов, позволяющих проводить их прямую реин-

терпретация результатов осуществлялась для мо-

терпретацию в рамках большого количества моде-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 84

№2

2021

ПОИСК НОВОЙ ФИЗИКИ

145

137 фбн^-1 (13 ТэВ, ee) + 140 фбн^-1 (13 ТэВ, μ⁺μ^-)

35.9 фбн^-1 (13 ТэВ, ee) + 36.3 фбн^-1 (13 ТэВ, μ⁺μ^-)

10^-4

CMS

Эксп. (95%) C.L. предел

CMS

Эксп. (95%) C.L. предел

Предварительно

Ожид. (95%) C.L. предел,

медиана

10^-5

Ожид. (68%)

10^-5

Ожид. (68%)

Ожид. (95%)

10^-6

G_KK (LO × 1.6)

10^-6

10^-7

10^-8

1000

2000

3000

4000

5000

1000

2000

3000

4000

5000

m, ГэВ

Рис. 2. Пределы на сечения рождения пар лептонов со статистической достоверностью 95% (C.L.), нормированные на

сечение рождения Z-бозона, для резонанса (а) со спином 1 [7] и (б) со спином 2 [8]. Сплошные кривые — наблюдаемые

пределы, точечные — ожидаемые в СМ. Закрашенные области вокруг пунктирной линии соответствуют 68% и 95%

квантилям для ожидаемых пределов. Приведены предсказываемые сечения рождения (а) новых калибровочных бозонов

в моделях Z^′ψ и Z′SSM и (б) RS1-гравитонов с константами связи k/M_Pl = 0.01, 0.05 и 0.10.

лей, использовалось приближение узкого резонан-

M_Z′. Таким образом, в приближении NWA и при

са (NWA) [12, 13]. В рамках данного подхода сече-

условии, что естественная ширина резонанса не

ния нового резонанса на массовой поверхности вы-

превышает массовое разрешение детекторных си-

числялись в массовом интервале, соответствующих

стем, подобное представление позволяет экстра-

√

полировать полученные ограничения и на другие

±5%

ŝ вокруг массы этого резонанса M, а се-

модели в пространстве (c_u, c_d) (рис. 3) [8].

чение Z-бозона — в интервале ±30 ГэВ/c² вокруг

В качестве примера резонанса со спином 2

массы Z. Такой выбор позволяет минимизировать

традиционно рассматриваются предсказания сце-

влияние модельно-зависимых эффектов, таких как

нария с дополнительными пространственными из-

модификация “хвоста” массового распределения в

√

мерениями (ДПИ) Рэндалл-Сандрума (RS1) [15].

области ниже значения

ŝ вследствие интерферен-

Эта популярная модель низкоэнергетической гра-

ции, например γ/Z/Z^′ (интерференция изменяет

витации предложена для решения проблемы су-

величину сечения не более, чем на нескольких

ществования большой разницы между энергетиче-

процентов). При этом стоит отметить, что для

ским масштабом нарушения электрослабой сим-

выполнения условия NWA согласно работе [14]

метрии M_EW и гравитационным энергетическим

естественная ширина резонанса Γ должна быть

масштабом M_Pl (проблема иерархии). За счет вве-

много меньше его массы (Γ ≪ M), а сама масса

дения ДПИ удается понизить значение верхнего

много меньше энергии взаимодействия (M ≪

√s).

энергетического масштаба, опустить его с план-

Также должна отсутствовать значительная интер-

ковского значения на гораздо меньшие и прибли-

ференция с нерезонансными сигналами.

зить к M_EW, и, таким образом, просто устра-

нить иерархию масштабов как таковую. При та-

В приближении NWA сечение рождения Z^′ мо-

ком подходе возникают четырехмерные калуца-

жет быть выражено через константы связи вектор-

клейновские (КК) возбуждения тех частиц, ко-

ного бозона с кварками в виде [8, 13]:

торые могут распространяться в дополнительных

[

]

измерениях (в простейших вариантах подобных

σ_l+l- =

c_uw_u(s,M²) + c_dw_d(s,M²)

48s

моделей это только гравитоны). Возбужденные со-

стояния RS1-гравитонов выглядят как резонанс-

где c_u и c_d — коэффициенты, зависящие от ве-

ные состояния со спином 2 в спектре пар частиц

личин констант связи Z^′ соответственно с верх-

СМ (в частности, лептонов).

ними и нижними кварками. Коэффициенты w_u и

w_d содержат информацию о партонных функци-

На рис. 2б представлены ожидаемые и наблю-

даемые пределы на сечения процессов для первой

ях распределения (PDF) и являются модельно-

независимыми величинами, так как зависят только

KK-моды RS1-гравитонов с различными констан-

от энергии взаимодействия

√s и массы бозона

тами связи c = k/M_Pl (и соответственно различ-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 84

№2

2021

146

ЖИЖИН и др.

с_u

CMS

35.9 фбн^-1 (13 ТэВ, ee) + 36.3 фбн^-1 (13 ТэВ, μ⁺μ^-)

10^-1

6000 ГэВ

5800 ГэВ

5600 ГэВ

GSM

5400 ГэВ

5200 ГэВ

5000 ГэВ

10^-2

4800 ГэВ

4600 ГэВ

T_3L

4400 ГэВ

B-L

4200 ГэВ

4000 ГэВ

10^-3

3800 ГэВ

E₆

Углы смешивания:

GSM: Q, T

, SM

(-π/2, -π/4)

(-π/4, 0)

LR: Y, R, LR, B-L

(0, π/4)

E₆: η, ψ, N, S, χ

(π/4, π/2)

10^-4

10^-3

10^-2

10^-1

с_d

Рис. 3. Предел(95% C.L.) на массыбозонаZ^′ в пространствепараметров(cu, cd) [8]. Тонкимилиниямипоказаны контуры

экспериментальных верхних пределов на величину (cu, cd) для различных масс резонанса. Жирные кривые соответствуют

предсказаниям разных расширенных калибровочных моделей.

ными ширинами), где k — радиус кривизны пяти-

распределением Пуассона

мерного пространства анти-де Ситтера, а M_Pl —

aNObs

фундаментальная масса Планка [8]. Ограничения

P =

e^-a,

(3)

N_Obs!

на массу RS1-гравитона составили 2.10, 3.65 и

где a — среднее значение распределения, вклю-

4.25 ТэВ/c² соответственно для c = 0.01, 0.05 и

чающее в себя вклад сечений сигнальных σ_S и

0.10 [16].

фоновых процессов σ_B, полную эффективность

реконструкции ε_S и отбора ε_B, нормировку спектра

Во время RUN2 результаты поиска новых тяже-

инвариантных масс на число событий вокруг пика

лых дилептонных резонансов были впервые про-

Z-бозона: a = (ε_S σ_S + ε_Bσ_B)NObs,Z /(ε_Z σ_Z ) [18].

интерпретированы в контексте сигналов частиц-

Интерпретация полученных эксперименталь-

кандидатов в темную материю (ТМ). Для этого

ных данных осуществлялась в контексте вза-

использовалась упрощенная модель с одной ча-

имодействий, которые предсказывают нерезо-

стицей ТМ и одним переносчиком взаимодействия

нансную модификацию формы распределений

между сектором СМ и ТМ [17], где переносчик

пар лептонов, относительно предсказаний СМ

может быть векторным или аксиально-векторным.

в широкой области инвариантных масс. Так, в

Были рассмотрены два случая — с одинаковыми

рамках сценария низкоэнергетической гравитации

константами связи векторного переносчика с леп-

с плоскими ДПИ [19] с использованием четы-

тонами и кварками (g_q = g_l = 0.1) и с подавленной

рехфермионного эффективного описания взаимо-

константой аксиально-векторного переносчика с

действий для процессов с виртуальным обменом

лептонами (g_q = 0.1, g_l = 0.01) — “лептофобный”

ADD-гравитонами установлены верхние пределы

распад. Полученные ограничения на массы ча-

на сечение. В различных схемах перенормиров-

стицы ТМ представлены в зависимости от массы

ки [20-22] получены новые экспериментальные

переносчика (рис. 4) [8].

ограничения на фундаментальный масштаб Λ_T и

M_S в зависимости от числа ДПИ (рис. 5а) [16].

Что касается нерезонансных сигналов, то мето-

Кроме того, нерезонансное увеличение рождения

дика их поиска основывается на подсчете числа со-

массивных лептонных пар также возможно в

бытий в определенном массовом интервале. Веро-

сценарии контактных взаимодействий (CI) [23],

ятность наблюдения числа событий N_Obs задается

возникающих в предположении существования

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 84

№2

2021

ПОИСК НОВОЙ ФИЗИКИ

147

35.9 фбн^-1 (13 ТэВ, ee) + 36.3 фбн^-1 (13 ТэВ, μ⁺μ^-)

2.0

2.5

CMS

CMS б

1.8

Исключение с 95% C.L.

Аксиально-векторный

переносчик

Ожид., медиана

Векторный переносчик

1.6

2.0

Дираковская ТМ

Наблюд.

Дираковская ТМ

g_TM = 1.0

1.4

g_TM = 1.0

g_q = 0.1

g_, = 0.01

1.2

1.5

g_, = 0.01

1.0

Исключение с 95% C.L.

Ожид., медиана

0.8

1.0

Наблюд.

0.6

0.4

0.5

0.2

0.5

1.0

1.5

2.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

3.5

4.0

m_Med, ТэВ

Рис. 4. Ограничения (95% C.L.) на массу частиц темной материи в модели с (а) векторным и (б) аксиально-векторным

переносчиками [8]. Область, выделенная горизонтальной штриховкой, задает исключенную область масс переносчика и

частиц ТМ. Сплошные серые линии со штриховкой, обозначенные как “Ωh² ≥ 0.12”, отвечают значениям параметров,

воспроизводящих наблюдаемую реликтовую плотность ТМ во Вселенной. Зона штриховки задает области, в которых

плотностьТМ, реконструированнаяиз упрощенноймоделиТМ, превышает наблюдаемоезначение реликтовойплотности

ТМ во Вселенной.

35.9 фбн^-1 (13 ТэВ, ee) + 36.3 фбн^-1 (13 ТэВ, μ⁺μ^-)

Нижние пределы с 95% C.L.

CMS

Нижние пределы с 95% C.L.

Наблюд.

e⁺e^- + μ⁺μ^- каналы,

e⁺e^- + μ⁺μ^- каналы

Ожид., медиана

LO ×1.3

Ожид., медиана

Ожид. 68%

Ожид. 95%

CMS e⁺e^- + μ⁺μ^-(8 ТэВ,

наблюд.)

Λ_T

M_S

M_S M_S M_S M_S M_S

LL Const LL Dest LR Const LR Dest RR Const RR Dest

(GRW) λ = +1

n = 2

n = 3

n = 4

n = 5

n = 6

n = 7

Cl Модель

(Hewett)(HLZ)

Параметры модели

Рис. 5. а — Ограничения (95% C.L.) на фундаментальный масштаб гравитации в сценарии ADD в различных

схемах перенормировки [16]. б — Пределы (95% C.L.) на фундаментальный масштаб Λ для шести рассмотренных

моделей CI [16].

нетривиальной структуры фермионов. Результаты

де бозона Хиггса на пару мюонов, для которого

по поиску CI представлены в виде ограничений

СМ предсказывает значение бренчинга B_SM(H →

на энергетический масштаб Λ_T (рис. 5б) [16],

→ μ⁺μ^-) = 2.18 × 10-4. До сегодняшнего момента

ниже которого конституенты фермионов связаны

все свойства бозона Хиггса находятся в хоро-

в синглетные состояния относительно нового

шем согласии с предсказаниями СМ. Однако не

взаимодействия.

запрещенные в СМ редкие распады, которые до

В заключение остановимся еще на одном воз-

сих пор не наблюдались, не позволяют сделать

можном окне в новую физику — редком распа- однозначный вывод о полной “стандартности” бо-

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 84

№2

2021

148

ЖИЖИН и др.

зона Хиггса (сюда же следует отнести “невидимые”

CMS Collab. (G. L. Bayatian et al.), CERN/LHCC

распады, запрещенные в СМ, для которых все

2006-001 (2006).

CMS Collab. (V. Khachatryan et al.), JHEP 1504,

еще остается окно возможностей на уровне B(H →

025 (2015).

→ inv) ≲ 20%).

M. Tanabashi et al. (Particle Data Group), Phys. Rev.

В 2020 г. коллаборация CMS опубликовала

98, 030001 (2018).

новую работу [24] по распаду бозона Хиггса на

CMS Collab., CMS-PAS-EXO-19-019.

пару мюонов. Эти результаты были получены путем

CMS Collab. (A. M. Sirunyan et al.), JHEP 1806,

объединения четырех независимых каналов рож-

120 (2018).

дения Хиггса: глюон-глюонное слияние, слияние

A. Leike, Phys. Rept. 317, 143 (1999).

векторных бозонов WW и ZZ (VBF), совместное

10.

G. Altarelli, B. Mele, and M. Ruiz-Altaba, Z. Phys. C

рождение с векторными бозонами HW и HZ (HV)

45, 109 (1989); Z. Phys. C 47, 676 (Erratum) (1990).

и совместное рождение с парой топ-кварков (ttH).

11.

J. L. Hewett and T. G. Rizzo, Phys. Rept. 183, 193

Превышение событий наблюдается в данных со

(1989).

значимостью 3.0 стандартных отклонения, в то

12.

M. Carena et al., Phys. Rev. 70, 093009 (2004).

время как в рамках СМ для бозона Хиггса с

13.

E. Accomando et al., Phys. Rev. 83, 075012 (2011).

массой m_H =125.35 ГэВ ожидаемая статистиче-

14.

D. Berdine et al., Phys. Rev. Lett. 99,

111601

ская значимость составляет 2.5σ. Измеренная сила

(2007); N. Kauer, Phys. Lett. B 649, 413 (2007);

сигнала по сравнению с ожиданием СМ равна

C. Uhlemann and N. Kauer, Nucl. Phys. B 814, 195

(2009).

1.19+0.40-0.39(стат.)+0.15-0.14(сист.). Эти результаты имеют

15.

L. Randall and R. Sundrum, Phys. Rev. Lett. 83, 4690

ключевое значение для фундаментальной физики,

(1999).

так как открывают путь для исследования связи

16.

CMS Collab. (A. M. Sirunyan et al.), JHEP 1904,

бозона Хиггса с фермионами второго поколения.

114 (2019).

17.

A. Albert, M. Backovic, A. Boveia, O. Buchmueller,

G. Busoni, A. De Roeck, C. Doglioni, T. Du Pree,

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

M. Fairbaim, M.-H. Genest, S. Gori, G. Gustavino,

1. С. В. Шматов, ЭЧАЯ 48, 701 (2017); ЯФ 78, 546

K. Hahn, U. Haisch, P. C. Harris, and D. Hayden,

(2015); И. Н. Горбунов, С. В. Шматов, ЯФ 78,

Phys. Dark Univ. 26, 100377 (2019).

647 (2015); А. В. Ланёв, УФН 184, 996 (2014);

18.

CMS Collab. (V. Khachatryan et al.), JHEP 1504,

И. Н. Горбунов, С. В. Шматов, ЯФ 76, 1160 (2013).

025 (2015).

2. С. В. Шматов, ЭЧАЯ 49, 1291 (2018); А. В. Ланёв,

19.

N. Arkani-Hamed, S. Dimopoulos, and G. R. Dvali,

ЭЧАЯ 48, 677 (2017); С. В. Шматов, ЯФ 79, 157

Phys. Lett. B 429, 263 (1998).

(2016); ЯФ 76, 1166 (2013); ЯФ 74, 511 (2011);

20.

G. F. Giudice, R. Rattazzi, and J. D. Wells, Nucl.

А. В. Ланёв, ЯФ 78, 558 (2015); И. А. Голутвин,

Phys. B 544, 3 (1999).

С. В. Шматов, ЭЧАЯ 48, 604 (2017).

21.

J. L. Hewett, Phys. Rev. Lett. 82, 4765 (1999).

3. A. B. Зарубин, А. В. Ланёв, М. В. Савина,

22.

T. Han, J. D. Lykken, and R.-J. Zhang, Phys. Rev. D

С. В. Шматов, Очерки по современной физике

59, 105006 (1999).

частиц (ОИЯИ, Дубна, 2020), с. 290; М. В. Сави-

23.

E. Eichten, K. D. Lane, and M. E. Peskin, Phys. Rev.

на, С. В. Шматов, в сб.: Физика XXI века глазами

Lett. 50, 811 (1983).

создателей экспериментального комплекса на

24.

CMS Collab. (A. M. Sirunyan et al.),

Большом адронном коллайдере в Женеве (Этер-

arXiv:2009.04363, submitted to JHEP (2020).

на, Москва, 2009), с. 437.

SEARCHES FOR NEW PHYSICS IN THE DILEPTON CHANNEL

WITH THE CMS DETECTOR AT THE LHC

I. A. Zhizhin1),2), A. V. Lanyov¹⁾, S. V. Shmatov1),2)

¹⁾Joint Institute for Nuclear Research, Dubna, Russia

²⁾Dubna State University, Dubna, Russia

A review of results of searching for signals of new physics beyond the Standard model in pp collisions at

c.m.s. energy

√s = 13 TeV is given. The search used events with production of lepton pairs, detected by the

CMS experiment in Run 2 of the Large Hadron Collider. The amount of the analyzed data corresponds to

an integrated luminosity up to 140 fb-1. The search results were interpreted in the framework of extended

gauge sector models, low-energy gravity scenarios and in context of dark matter particles. The results of

search for rare Higgs boson decays to two muons are also discussed.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 84

№2

2021