ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 2, с. 296-309
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ В ПРОТОННЫХ
ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ ПРИ ЭНЕРГИИ 13 ТэВ
© 2023 г. И. А. Кочергин1)*, Л. Н. Смирнова1)
Поступила в редакцию 23.11.2022 г.; после доработки 23.11.2022 г.; принята к публикации 25.11.2022 г.
В работе рассмотрены результаты поиска новых резонансов в эксперименте ATLAS Большого
адронного коллайдера по данным протонных взаимодействий при энергии соударения 13 ТэВ,
собранных в период работы коллайдера 2015-2018 гг.
DOI: 10.31857/S0044002723020113, EDN: RJFKZY
1. ВВЕДЕНИЕ
при энергии 13 ТэВ. В разд. 2 представлены ре-
зультаты инклюзивного анализа спектров инвари-
Прошло 10 лет с открытия бозона Хиггса в
антных масс двух струй, образованных при взаимо-
протонных взаимодействиях на Большом адрон-
действии протонов. В разд. 3 приведены результаты
ном коллайдере (БАК), завершившего набор фун-
по определению ограничений на массы резонансов
даментальных частиц Стандартной модели (СМ).
для ряда конкретных моделей в системе двух струй.
В настоящее время ATLAS [1] и CMS [2], прово-
Результаты поиска особого класса долгоживущих
дившие крупнейшие эксперименты на БАК, прак-
частиц, также распадающихся на две струи, приве-
тически завершили анализ накопленных данных.
дены в разд. 4. Результаты анализа спектров инва-
В эксперименте ATLAS их объем за последний
риантных масс пар лептонов с противоположными
период работы с 2015 г. по 2018 г. при энер-
электрическими зарядами представлены в разд. 5.
гии 13 ТэВ соответствует интегральной светимости
В разд. 6 приведены результаты поиска резонанса в
139 фбн-1, что превышает интегральную свети-
системе четырех мюонов или электронов и в разд. 7
мость при энергии 8 ТэВ в 7 раз, а при 7 ТэВ
в системе кварков третьего поколения. В Заклю-
почти в 30 раз. Все полученные за это время
чении приведены итоги рассмотренных работ и
результаты, в том числе измерения свойств бозона
показаны направления дальнейшего поиска новых
Хиггса, продемонстрировали согласие с предска-
частиц в других модах распада и других моделях.
заниями Стандартной модели, включающей тео-
рию электрослабых взаимодействий и квантовую
2. ИНКЛЮЗИВНЫЙ ПОИСК
хромодинамику как теорию сильных взаимодей-
РЕЗОНАНСОВ, РАСПАДАЮЩИХСЯ
ствий. Вместе с тем Стандартная модель имеет
НА ДВЕ СТРУИ
внутренние проблемы, а главное не дает ответа
Модели новой физики за пределами СМ пред-
на многие вопросы строения окружающего мира,
полагают существование новых частиц, которые
такие как источник массы нейтрино, не объясняет
могут рождаться во взаимодействиях протонов на
барионную асимметрию Вселенной и присутствие
БАК, а затем распадаться с образованием кварков
скрытой материи и энергии. Решения указанных
и глюонов, регистрируемых в виде адронных струй
проблем относят к новой физике, поиск которой
(j) в детекторах.
является актуальной задачей современных иссле-
Процесс образования двух струй в pp-соударе-
дований на БАК. Прямым обнаружением новой
ниях описывается в основном квантовой хромо-
физики явилось бы наблюдение новых частиц, в
динамикой (КХД). Распределения инвариантных
первую очередь бозонов как переносчиков нового
масс пар таких струй mjj в КХД плавно умень-
взаимодействия.
шаются с ростом mjj. Наряду с образованием
В работе рассматриваются результаты экспери-
пар струй происходят процессы множественного
мента ATLAS по поиску новых резонансов на пол-
образования струй, также определяемых КХД. В
ных данных для протонных (pp) взаимодействий
таких событиях для определения mjj используются
две наиболее энергичные струи. Наличие опреде-
1)Московский государственный университет имени
ленного избытка событий в какой-либо части рас-
М.В. Ломоносова, физический факультет, Москва,
Россия.
пределения mjj может являться сигналом нового
*E-mail: Ilya.kochergin@cern.ch
резонанса или новой физики.
296
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
297
Доминирующие в КХД процессы образования
109
ATLAS
Data
двухструйных событий (рассеяние партонов 2 →
108
s = 13 TeV, 139 fb-1
Background fit
→ 2) обусловлены обменом в t-канале и имеют
107
Inclusive
BumpHunter interval
преимущественно большие y∗, где y∗ = (y1 - y2)/2,
q*, mq* = 4 TeV
106
а y1,2 —быстроты лидирующей и следующей за
q*, mq* = 6 TeV
105
лидирующей струй соответственно. Струи в таком
q*, σ × 10
рассеянии имеют углы вылета, близкие к направ-
104
p-value = 0.89
лению начальных протонов. Большинство моделей
103
новой физики предсказывает более симметричное
102
распределение струй и, соответственно, малые зна-
101
чения y∗.
100
В работе [3] проведен анализ событий с образо-
a
10-1
ванием двух струй и получен спектр инвариантных
2
масс струй mjj выше 1 ТэВ (1.1-8 ТэВ) для pp-
0
взаимодействий при энергии 13 ТэВ и интеграль-
-2
ной светимости 139 фбн-1. Струи выделялись с
1
2
3
4
5
6
7
8
помощью анти-кt алгоритма с радиусом R = 0.4.
mjj, TeV
На рис. 1а приведен инклюзивный спектр масс
пар струй mjj для центральной области c огра-
109
ничением на быстроту |y∗| < 0.6, на рис. 1б — то
ATLAS
Data
108
же, но с ограничением |y∗| < 1.2. Выбор границ
s = 13 TeV, 139 fb-1
Background fit
107
связан с тем, что для ожидаемого рождения ре-
BumpHunter interval
W* Selection
зонанса в s-канале характерны малые значения
106
W*, mW* = 4 TeV
W*, mW* = 5 TeV
y∗ и условие |y∗| < 0.6 существенно ограничивает
105
вклад фона от множественного рождения струй
W*, σ × 1000
104
p-value = 0.88
в КХД-процессах. Для специального поиска ре-
103
зонанса W∗ [4, 5] ограничение по y∗ сдвинуто к
102
большему значению y∗ = 1.2, как это требует ки-
нематика распада W∗, и пик резонанса приходится
101
на значение y∗ = 1. Гистограммами на рисунках
100
показан плавный ход аппроксимации распределе-
б
10-1
ний. В нижней части рисунков показана значи-
2
мость отклонения числа событий от предсказаний
0
фона, она максимальна для областей, выделен-
ных вертикальными линиями. Параметр p является
-2
индикатором алгоритма поиска областей избытка
2
3
4
5
6
7
8
9
событий над гладкой фоновой кривой Bump Hunter
mjj, TeV
[6], характеризующим вероятность погрешности в
случае исключения наличия сигнала резонанса в
Рис.
1. Распределения инвариантных масс двух струй
данной области. Близкие к единице значения па-
mjj для значений y∗ < 0.6 (a) и y∗ < 1.2 (б) [3].
раметра p (0.89 и 0.88), приведенные на рисунках,
указывают на большую вероятность интерпретации
гауссовской формы резонанса X и различных зна-
этих отклонений как ложных сигналов. Особен-
чений отношения полуширины резонанса σx к его
ность алгоритма Bump Hunter в том, что он не
массе σx/mx. Величина этого отношения в 3% со-
привязан к конкретной модели резонанса.
ответствует экспериментальному разрешению де-
Дополнительная проверка показала устойчи-
тектора при измерении mjj, в 0% соответству-
вость аппроксимации распределения mjj. Добав-
ет ширине резонанса меньше экспериментального
ление различных сигналов резонансов как для от-
разрешения. Резонансы с относительной шириной
дельных моделей, так и гауссовского типа в про-
более 15% не рассматривались. Найденные огра-
цессе фитирования выявляет такие добавленные
ничения для сечений рождения резонансов состав-
сигналы со значимостью, отвечающей статистиче-
ляют примерно 30-70 фбн для массы резонанса
ской неопределенности.
mX = 1.5 ТэВ и 0.08-0.2 фбн для массы mX =
Определены верхние границы сечений, умно-
= 6 ТэВ.
женные на величины аксептанса установки, и веро-
В работе [3] также получены распределения
ятность данной моды распада резонанса для случая
mjj для выборки событий, где одна или обе струи
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
298
КОЧЕРГИН, СМИРНОВА
a
3. ОГРАНИЧЕНИЯ ДЛЯ РЕЗОНАНСОВ
f
p
В СИСТЕМЕ ДВУХ СТРУЙ
ДЛЯ ОТДЕЛЬНЫХ МОДЕЛЕЙ
s
f
Φ
Часть моделей новой физики дают конкретные
предсказания для новых частиц, что обеспечивает
f
возможность провести поиск таких частиц с учетом
s
их ожидаемых свойств [3]. К ним относятся резо-
нансы возбужденных кварков q∗ (u, d, s, c, b) в
p
f
составных моделях [9, 10], тяжелых калибровочных
бозонов Z′ и W′ [11-13], киральных возбужден-
б
ных состояний W∗ [4, 5], а также модели, где
-
q
новые состояния являются медиаторами образова-
+
ния частиц темной (скрытой) материи, например,
Z
Z′-бозона, тесно связанного с лептонами [14-16],
Z*
b
квантовых черных дыр (QBH) [17, 18]. В условиях
отсутствия сигнала такой анализ дает возможность
а
H
b
установить нижние границы для масс резонансов.
q
Отдельно были получены ограничения для групп
b
событий с одной или двумя b-струями. Для этих
а
групп проведен поиск резонансов в моделях с воз-
b
бужденным b∗-кварком [9, 10], поиск Z′-бозона
Рис. 2. а — Процесс образования скалярных частиц s,
[14-16] и гравитонов Калуцы-Клейна [19, 20]. Для
показанных двойными штриховыми линиями, перехо-
поиска резонансов в моделях проведено модели-
дящих в фермионы С, обозначены символами f и
рование резонансов и фоновых событий КХД ме-
f [22]; б — процесс рождения бозона Хиггса СМ H
тодом Монте-Карло. Процессы КХД моделирова-
совместно с Z-бозоном и последующего распада бо-
лись с помощью генератора событий Pythia v8.186
зона Хиггса на два новых бозона а, которые затем
[21] с настройками, полученными в эксперименте
распадаются на пары b-кварков [24].
ATLAS.
Фоновые процессы КХД прошли полную рекон-
струкцию в детекторе ATLAS. Моделированные
идентифицируются как образованные b-кварками.
события прошли через программы быстрой рекон-
В обоих случаях не обнаружены существенные
струкции.
превышения событий над плавной аппроксимацией
В табл. 1 приведены нижние границы для масс
распределения, как и для распределений на рис. 1.
резонансов определенного типа на 95% CL, пред-
сказания для которых сделаны на основе ука-
занных теоретических работ. Символами 1b и 2b
Аналогичный поиск резонансов в эксперимен-
отмечены выборки событий с одной или двумя b-
те ATLAS при энергии 13 ТэВ был проведен и
струями.
при меньших значениях mjj. Область масс от
Из табл. 1 видно, что эти нижние границы се-
450 до 1800 ГэВ была проанализирована при ин-
чений могут различаться в два и более раз. Наи-
тегральной светимости 29.3 фбн-1[7] и значения
более высокие нижние границы массы получены
масс более 1.1 ТэВ при интегральной светимости
для образования черных дыр QBH, достигающие
37 фбн-1[8], где значимые отклонения от фона не
значения 9.4 ТэВ.
были найдены. Были определены верхние грани-
цы сечений, умноженные на величину аксептанса
4. ПОИСК НЕЙТРАЛЬНЫХ
установки для случая гауссовской формы резонан-
ДОЛГОЖИВУЩИХ ЧАСТИЦ,
са с массой X, равные 6.5 пбн при mX = 450 ГэВ,
РАСПАДАЮЩИХСЯ НА ДВЕ СТУИ
0.4 пбн при mX = 700 ГэВ и 0.05 пбн при mX =
Особый класс новых частиц образуют долго-
= 1800 ГэВ. Видно, что ограничение при массе
живущие состояния, которые присутствуют в мо-
1800 ГэВ согласуется с ограничением, полученным
делях новой физики, рассматривающих суперсим-
в [3] для массы 1.5 ТэВ. Таким образом, в рам-
метрию, скрытые сектора частиц, проблему иерар-
ках одного эксперимента ATLAS проведен анализ
хии и нарушение симметрии между частицами и
предельно широкого на данный момент интервала
античастицами. В эксперименте ATLAS недавно
значений инвариантных масс струй от 450 ГэВ до
проведен поиск долгоживущих частиц (LLPs, long-
8 ТэВ в pp-взаимодействиях при энергии 13 ТэВ.
lived particles), обнаружение которых послужило
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
299
Таблица 1. Нижние границы для масс резонансов определенного типа [3]
Нижний предел для массы сигналов
Категория
Модель
на 95% CL, ТэВ
Наблюдаемый
Ожидаемый
Инклюзивные
q∗
6.7
6.4
QBH
9.4
9.4
W′
4.0
4.2
W∗
3.9
4.1
DM-медиатор Z′, gq = 0.20
3.8
3.8
DM-медиатор Z′, gq = 0.50
4.6
4.9
1b
b∗
3.2
3.1
2b
DM-медиатор Z′, gq = 0.20
2.8
2.8
DM-медиатор Z′, gq = 0.25
2.9
3.0
SSM Z′
2.7
2.7
гравитон, k/MPL = 0.2
2.8
2.9
бы прямым подтверждением такого рода моделей
от примерно 1 мм до 10 м, где c — скорость света и
новой физики [22, 23]. Диаграмма процесса, иллю-
τ — собственное время жизни состояния.
стрирующая появление долгоживущих скалярных
Метод поиска новых состояний в [22, 23] осно-
s-частиц и исследуемая в указанных работах, по-
ван на отборе событий с двумя струями со смещен-
казана на рис. 2а. Частицы являются продуктами
ными точками образования, находящихся в мюон-
распада скалярного состояния Ф, которое обозна-
ном спектрометре ATLAS [22] или калориметрах
чает тяжелый скалярный бозон, связывающий ча-
ATLAS [23]. Поиск долгоживущих частиц LLPs в
стицы скрытого сектора и СМ, и может быть, в том
калориметрах чувствителен для длин пробега cτ
числе, известным бозоном Хиггса СМ. Символами
от нескольких сантиметров до нескольких десят-
f
f обозначены фермионы и антифермионы СМ,
ков метров, в зависимости от рассматриваемой
которые наблюдаются в виде адронных струй в
модели резонанса. Анализ распадов в мюонном
калориметрах и мюонном спектрометре установ-
спектрометре ATLAS рассматривает значения cτ
ки ATLAS, удаленных от области взаимодействия
от 0.01 до 1000 м. Модели частиц скрытого сектора
протонов. В работе [24] проведен поиск долго-
не ограничивают значения cτ. Существуют кос-
живущих нейтральных частиц, распадающихся во
мологические ограничения этой величины из про-
внутреннем детекторе установки ATLAS, примыка-
цесса нуклеосинтеза в модели Большого взрыва
ющего к области взаимодействия протонов. Поиск
cτ < 108 м [29], и, таким образом, значения пробе-
выполнен для процесса ассоциированного рожде-
гов, соответствующие размерам детектора ATLAS
ния бозона Хиггса с Z-бозоном и последующих
[1], не запрещены.
распадов бозона Хиггса на два новых бозона a и
Поскольку бозон Ф может быть также части-
распада каждого бозона на пару bb-кварков. Диа-
цей СМ, например бозоном Хиггса, в калориметре
грамма процесса приведена на рис. 2б. Внимание
установки рассматривались массы бозона Ф в ин-
к результатам обусловлено использованием полной
тервале от 60 ГэВ до 1000 ГэВ [23]. Соответственно,
интегральной светимости 139 фбн-1 второго сеан-
массы бозонов s находились в интервале от 5
са работы БАК и большими размерами установки
до 475 ГэВ. Предполагалось, что при распаде s
ATLAS. Ранее исследования по поиску долгожи-
бозонов доминирует канал распада на наиболее
вущих частиц LLPs проводились на Теватроне, в
тяжелые кварки, разрешенный законами сохране-
других экспериментах БАК и эксперименте ATLAS
ния. Так, для s-бозона с максимальной массой
на интегральной светимости второго сеанса около
475 ГэВ преобладают (>99%) распады на t-кварки,
36 фбн-1 [25-28]. Полученные в них результаты по
s-бозон с минимальной массой 5 ГэВ распадается
определению нижних границ пробегов долгоживу-
на c-кварки с вероятностью ∼75% и на τ-лептоны
щих частиц относятся к состояниям с пробегом cτ
с вероятностью ∼25%. В промежуточной области
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
300
КОЧЕРГИН, СМИРНОВА
Таблица 2. Исключенные при 95% CL диапазоны вре-
разных предположений о вероятности распада на
мен жизни для распада s-частиц в случае, если скаляр
s-частицы B (0.1%, 1% и 10%). Для вероятно-
Ф является бозоном Хиггса СМ с массой 125 ГэВ для
сти распада 0.1% область ограничений среднего
разных предположений о вероятности распада на s-
собственного времени жизни cτ получена впервые.
частицы 0.1%, 1% и 10% [22]
Для вероятности 10% эта область имеет макси-
мально достигнутые длины cτ от 4 см до 72.4 м.
Φ(125) → ss Исключенный диапазон cτs для s |м|
На рис. 4a, 4б приведены области исключе-
ms |ГэВ|
B = 0.1% B = 1% B = 10%
ния для разных предположений о массах Ф- и s-
бозонов, полученные в мюонном спектрометре [20].
5
-
0.08-1.6
0.04-5.9
Они перекрывают более высокие значения cτ, чем
16
0.48-2.6
0.19-12.2
0.12-36.7
приведенные на рис. 3.
35
1.4-4.0
0.49-22.8
0.31-72.4
Поиск экзотического распада бозона Хиггса
СМ массой 125 ГэВ на два новых долгоживущих
55
-
2.0-11.0
0.92-47.6
бозона а, каждый из которых распадается на пару
bb-кварков, перекрывает область малых масс но-
вых резонансов [24]. Бозон Хиггса в отбираемых
масс вероятности распадов на пары b-, c-кварков и
событиях возникает совместно с Z-бозоном (диа-
τ -лептонов соотносятся как 85 : 8 : 5.
грамма на рис. 2б), распадающимся с образова-
Для анализа выбираются события соударений
нием пары электронов или мюонов. Кандидаты в
протонов, имеющие две узкие струи, предположи-
долгоживущие частицы отбирались из треков во
тельно от двух s-бозонов, не связанные с треками
внутреннем детекторе установки ATLAS, имеющих
во внутреннем детекторе и имеющие повышенное
смещенную вторичную вершину, большое число
энерговыделение в адронном калориметре. Для вы-
треков и их большую инвариантную массу отно-
явления фоновых струй используется специально
сительно процессов СМ. Основной мотивацией
разработанный алгоритм нейронных сетей, разде-
анализа было предположение, что новая физика в
ление фоновых и сигнальных событий проводится
секторе бозона Хиггса связана не с увеличением
с помощью BDT-алгоритма или алгоритма ветвя-
его констант связи с W - и Z-бозонами СМ, а
щихся деревьев.
новыми экзотическими распадами бозона Хиггса
Результаты анализа, когда медиатором Ф появ-
в частицы вне СМ, доля которых при точностях
ления долгоживущих частиц является бозон Хиггса
измерений относительных вероятностей его распа-
СМ с массой 125 ГэВ, показаны на рис. 3а для
дов, представленных в [30, 31], например, может
разных предположений о массе s-бозона с ниж-
достигать 21%.
ними границами относительных вероятностей рас-
Поиск резонансов, распадающихся на b-кварки,
пада бозона Хиггса на ss. Сечение бозона Хиггса
как было отмечено выше, имеет особое значение,
принималось равным 48.6 пбн и соответствует его
поскольку кварк принадлежит третьему поколению
образованию в процессе слияния глюонов в pp-
фермионов СМ, а канал распада бозона Хиггса
взаимодействиях при 13 ТэВ. Видно, что веро-
СМ на пару bb-кварков имеет максимальную ши-
ятности распада бозона Хиггса на долгоживущие
рину. Для выделения струй b-кварков разработаны
нейтральные частицы более 10% исключены для
специальные алгоритмы, использующие наличие
значений cτ от нескольких сантиметров до пример-
вторичной вершины и/или треки с большими при-
но 20 метров в зависимости от массы долгоживу-
цельными параметрами относительно первичной
щих частиц. На рис. 3б, 3в приведены полученные
вершины, связь заряда струи с природой b-кварка
ограничения cτ для масс Ф-бозона 200, 400 и
исследована, например, в [32].
1000 ГэВ.
Многие теории предполагают наличие новой
Преимуществом поиска нейтральных долгожи-
физики в распадах бозона Хиггса [33], его экзоти-
вущих частиц в объеме мюонного спектрометра
ческие распады являются одним из феноменологи-
ATLAS [22] является большое расстояние от об-
ческих проявлений таких теорий [34, 35].
ласти пересечения пучков и малый фон от процес-
сов КХД. Их подавление осуществлено жесткими
В работе [36] рассматривались пары b-струй,
условиями на изолированность струй. Тщательное
разделенные угловым интервалом, что позволяло
моделирование фона показало ожидаемое количе-
применять стандартные алгоритмы идентификации
ство фоновых событий 0.32 ± 0.05. В анализе не
b-струй. Эффективность используемых алгоритмов
было найдено ни одного события. Исключенные
соответствовала 77%, при этом струи легких квар-
диапазоны времен жизни для распада s-частиц в
ков и глюонов подавлялись в 134 раза, струи с
случае, если скаляр Φ является бозоном Хиггса
кварков в 6 раз и вклад адронных распадов τ-
СМ с массой 125 ГэВ, приведены в табл. 2 для
лептонов в 22 раза. Определены нижние границы
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
301
а
BH → ss = 100%
100
BH → ss = 10%
10-1
BH → ss = 1%
10-2
HS (mΦ, mS) =
(125, 5) GeV, cτgen = 0.41 m
ATLAS
10-3
(125, 16) GeV, cτgen = 0.58 m
(125, 35) GeV, cτgen = 1.31 m
s = 13 TeV, 139 fb-1
(125, 55) GeV, cτgen = 1.05 m
Obs. Exp.
10-4
10-3
10-2
10-1
100
101
cτ, m
б
10-1
10-2
ATLAS
HS (mΦ, mS) =
10-3
(400, 100) GeV, cτgen = 1.61 m
s = 13 TeV, 139 fb-1
(200, 50) GeV, cτgen = 1.25 m
Obs.
Exp.
100
101
cτ, m
10-1
в
10-2
HS (mΦ, mS) =
10-3
ATLAS
(1000, 50) GeV, cτgen = 0.41 m
(1000, 275) GeV, cτgen = 2.40 m
s = 13 TeV, 139 fb-1
(1000, 475) GeV, cτgen = 6.04 m
Obs. Exp.
10-4
10-1
100
101
cτ, m
Рис. 3. Нижние границы, найденные при поиске смещенных струй в калориметре установки ATLAS, а — относительных
вероятностей распада бозона Хиггса СМ с массой 125 ГэВ на долгоживущие нейтральные частицы с массами от
5 до 55 ГэВ, б — сечений, умноженных на относительную вероятность распада бозона Φ с массами 200 и 400 ГэВ
на долгоживущие нейтральные частицы с массами, соответственно 50 и 100 ГэВ, в пикобарнах (пбн), в — сечений,
умноженных на относительную вероятность распада бозона Φ с массой 1000 ГэВ на долгоживущиенейтральные частицы
с массами 50, 275 и 475 ГэВ, в пикобарнах (пбн), в зависимости от пробега частицы cτ [23].
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
302
КОЧЕРГИН, СМИРНОВА
95% CL upper limit on σ × BΦ → ss, pb
102
a
101
100
10-1
10-2
ATLAS
mΦ, ms = [200, 50] GeV
10-3
s = 13 TeV, 139 fb-1
mΦ, ms = [400, 100] GeV
Observed limit
10-4
10-1
100
101
102
Proper lifetime cτs, m
95% CL upper limit on σ × BΦ → ss, pb
102
б
101
100
10-1
10-2
ATLAS
mΦ, ms = [1000, 50] GeV
10-3
s = 13 TeV, 139 fb-1
mΦ, ms = [1000, 275] GeV
Observed limit
mΦ, ms = [1000, 475] GeV
10-4
10-1
100
101
102
Proper lifetime cτs, m
Рис. 4. Нижние границы сечений, умноженных на относительную вероятность распада бозона Φ (a) с массами 200 и
400 ГэВ и (б) с массой 1000 ГэВ на долгоживущие нейтральные частицы с массами соответственно (a) — 50 и 100 ГэВ,
(б) — 50, 275 и 475 ГэВ, в пикобарнах (пбн), найденные при поиске смещенных струй в мюонном спектрометре установки
ATLAS [22].
сечений, умноженных на бренчинг (относительную
Анализ позволил уменьшить нижнюю границу се-
вероятность распада по данному каналу) распада
чения распада H → aa → 4b для массы ma, равной
на два a-бозона, в зависимости от времени жизни
20 ГэВ, в 2.5 раза до значения 0.71 пбн. При этом
в виде cτa, для объединеннго канала рождения
для анализа использовался только канал рождения
бозона Хиггса VH, где V = W±, Z. Результаты
ZH.Исследованныедлиныпробеговабозоновпри
получены для двух значений массы ma бозона а,
светимости 36 фбн-1 не превышали 6 мм, как видно
равных 20 и 60 ГэВ. При этом сечения рождения
на рис. 5.
W±H и ZH соответствовали СМ и имели значения
Результаты анализа на полной интегральной
1.37 и 0.88 пбн соответственно. Бренчинг распада
светимости 139 фбн-1, проведенного для канала
H → aa → 4b принят равным 1. Наиболее строгие
ZH (работа [24]), показаны на рис. 6. Они по-
ограничения сечения получены в V H-канале для
лучены для пяти значений массы ma и большего
значения cτa порядка 0.4 мм и составили 1.8 и
интервала значений пробегов cτa, достигающего
0.68 пбн для масс 20 и 60 ГэВ соответственно.
десятков см.
В работе [37] применялся метод выделения пере-
Наименьшие низшие границы сечений, умно-
крывающихся b-струй, с близкими углами вылета. женных на бренчинг распада H → aa → 4b в кана-
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
303
95% CL upper limit on σVH × B(H → aa → 4b), pb
сматривамого распада больше 10% исключены на
уровне 95% достоверности CL для 3.7 < cτa <
ATLAS
5
< 37 мм (5.4 < cτa < 102 мм). Эти результаты
s = 13 TeV, 36.1 fb-1
дополняют результаты исследования экзотических
распадов бозона Хиггса. Для масс ma менее 40 ГэВ
ma = 20 GeV
Observed
4
полученные ограничения являются наиболее жест-
ma = 60 GeV
Expected
кими, примерно вдвое ниже, чем полученные в
σSM(pp → VH)
работе [37].
3
Таким образом, приведенные результаты иссле-
дования устанавливают нижние пределы на се-
2
чения и пробеги новых долгоживущих частиц в
широком диапазоне длин пробегов, от нескольких
мм до сотен метров.
1
5. ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ,
0
10-1
100
РАСПАДАЮЩИХСЯ НА ДВА ЛЕПТОНА
cτa, mm
Измерение парного образования легких лепто-
нов, электронов и мюонов является эффектив-
Рис. 5. Ожидаемые и наблюдаемые комбинированные
верхние пределы 95% CL для σ × B (H → aa → 4b) с
ным методом наблюдения резонансов. Чаще все-
быстрыми и долгоживущими a-бозонами. Ожидаемые
го осуществляются поиски нового тяжелого Z′-
(наблюдаемые) пределы для быстрых а-бозонов —
бозона со спином 1, присутствующего в моделях
пустые (закрашенные) кружки. Ожидаемые (наблюда-
с расширенной калибровочной симметрией. При-
емые) пределы для долгоживущих сигналов — штри-
мером является последовательная стандартная мо-
ховые (сплошные) линии для двух сценариев сигналов:
ma = 20 и 60 ГэВ [28].
дель (SSM) с Z′SSM-бозоном [13], константы связи
с фермионами СМ Z′SSM-бозона такие же, как и
у Z-бозона. Другими примерами являются Z′χ- и
95% CL upper limit on B(H → aa → bbbb)
Z′ψ-бозоны моделей Великого объединения (GUT)
100
ATLAS
[38]. Эти векторные бозоны являются синглетами,
s = 13 TeV, 139 fb-1
их константы связи с W - и Z-бозонами СМ пред-
ZH, H → aa
полагаются нулевыми.
В работе [39] проведен поиск нейтральных ре-
зонансов, распадающихся на два электрона или
10-1
мюона во взаимодействиях протонов при энергии
observed
13 ТэВ. На рис. 7а, 7б приведены спектры инвари-
ma = 55 GeV
антных масс пар электронов mee и пар мюонов mμμ
ma = 45 GeV
ma = 35 GeV
соответственно. Для анализа отбирались электро-
ma = 25 GeV
ны с поперечной энергией ET более 50 ГэВ и мюоны
ma = 16 GeV
с поперечным импульсом pT > 30 ГэВ. В собы-
тии имелось по крайней мере два лептона одного
10-2
10-3
10-2
10-1
100
аромата. Мюоны в паре имели противоположный
Mean proper lifetime cτa, m
электрический заряд. Для электронов это условие
не применялось. Все отобранные пары лептонов
Рис. 6. Наблюдаемые 95% CL пределы для бренчингов
имели инвариантную массу более 225 ГэВ, чтобы
распада B (H → aa → bbbb) в зависимости от cτa и
исключить область масс Z-бозона.
массы бозона ma [24].
Поиск резонанса проводился путем фитирова-
ния распределения инвариантных масс, что вклю-
ле рождения ZH, с величиной менее примерно 4%,
чает плавную функцию описания фоновых собы-
установлены для значений пробегов cτa порядка
тий СМ и сгенерированные сигналы резонансов в
10-20 мм. Для значений cτa ниже или выше этого
виде функции нерелятивистского Брейта-Вигнера
интервала они слабо зависят от массы а-бозона
с различной шириной, свернутой с функцией раз-
из-за небольшого интервала рассмотренных зна-
решения детектора. Разность между фитированной
чений массы ma.
функцией и числом событий в бине приведена в
Для массы ma = 16(55) ГэВ бренчинги рас-
нижней части рис. 7. Максимальные отклонения
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
304
КОЧЕРГИН, СМИРНОВА
ATLAS
104
a
s = 13 TeV, 139 fb-1
103
102
101
Data
Background-only fit
100
Generic signal at 1.34 TeV, Γ/m = 0%
Generic signal at 2 TeV, Γ/m = 0%
10-1
Generic signal at 3 TeV, Γ/m = 0%
4
2
0
−2
-4
3×102
103
2×103
3×103
mee, GeV
ATLAS
104
б
s = 13 TeV, 139 fb-1
103
102
101
Data
Background-only fit
100
Generic signal at 1.34 TeV, Γ/m = 0%
Generic signal at 2 TeV, Γ/m = 0%
-1
Generic signal at 3 TeV, Γ/m = 0%
10
4
2
0
−2
-4
3×102
103
2×103
3×103
mμμ, GeV
Рис. 7. Распределения инвариантных масс (a) пар электронов mee и (б) пар мюонов mμμ [39].
от фона не соответствует требованиям для наблю-
расширенный хиггсовский сектор с двумя дуб-
дения резонанса. Сигналы смоделированных резо-
летами, содержащими новые тяжелые псевдоска-
нансов с нулевой шириной и учетом всех ограниче-
лярный (A) и скалярный (H) состояния, дублет
ний, увеличенные в 20 раз, показаны на рис. 7а, 7б
заряженных бозонов Хиггса (H±), а уже откры-
с учетом вклада фона для значений полюсных масс
тый бозон Хиггса с массой 125 ГэВ соответствует
резонанса 1.34, 2 и 3 ТэВ.
самому легкому состоянию, обозначаемому как h.
Разрешенные области масс Z′-резонанса со-
Вероятности распада этих скалярных состояний на
ставили: для бозона Z′ψ [38] массы выше 4.5 ТэВ,
пару τ-лептонов τ+τ- могут преобладать по срав-
нению с вероятностями других распадов в моделях
для бозона Z′SSM [13] выше 5.1 ТэВ. Это макси-
2HDMs-II, включающих минимальную суперсим-
мальные достигнутые нижние границы масс для
метричную стандартную модель (MSSM) [42, 43].
указанных моделей.
В работе [40] проведен поиск тяжелого резо-
В модели MSSM на основном (древесном)
нанса в системе двух τ-лептонов с противополож-
уровне свойства состояний хиггсовского сектора
ными электрическими зарядами, когда один или
определяются двумя параметрами за пределами
оба из τ-лептонов распадаются с образованием
СМ. Могут быть выбраны масса псевдоскаляр-
адронов. В качестве резонанса рассматривались
ного бозона Хиггса mA и отношение значений
бозоны хиггсовского сектора. Такие модели могут
вакуумных средних двух хиггсовских дублетов
содержать два дублета бозонов Хиггса, например,
tg β. Константы связи тяжелых бозонов Хиггса в
модели 2НDMs (two-Higgs-doublet-models) [41],
моделях MSSM с нижними фермионами, включа-
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
305
σ × B(φ → ττ), pb
величина поперечной массы mT с использовани-
101
ем измеренных поперечных импульсов лептонов,
ATLAS
s = 13 TeV, 139 fb-1
а
струй и недостающей поперечной энергии, отвеча-
φ → ττ, 95% CL limits
ющей нейтрино. Из сравнения экспериментальных
gluon-gluon fusion
Observed
и фоновых распределений определены нижние гра-
100
Expected
ницы сечений, умноженных на бренчинг, для услов-
±1σ
ного хиггсовского бозона φ при распаде на два
±2σ
тау-лептона. Эти границы приведены на рис. 8а,
10-1
ATLAS 36 fb-1
8б для механизмов рождения ggF, т.е. событий без
b-кварков, и процесса ассоциированного рождения
bbH. Измеренные верхние пределы составили 1.8
10-2
фбн для процесса ggF и 1.1 фбн для процесса bbH
рождения резонанса с массой mφ = 1 ТэВ.
Интерпретацией полученных ограничений в мо-
10-3
дели MSSM для сценария M125h [42, 43] исключе-
500
1000
1500
2000
2500
ны значения параметра tg β > 8 для mA = 1 ТэВ
mφ, GeV
и значения tg β > 21 для mA = 1.5 ТэВ на 95%
уровне достоверности CL.
σ × B(φ → ττ), pb
101
ATLAS
s = 13 TeV, 139 fb-1
б
6. ПОИСК РЕЗОНАНСОВ В РАСПАДЕ
φ → ττ, 95% CL limits
БОЗОНА ХИГГСА НА 4 МЮОНА
b-associated production
0
Observed
10
ИЛИ ЭЛЕКТРОНА
Expected
±1σ
Распад бозона Хиггса СМ на 4 электрона или
±2σ
мюона изначально считался “золотым” вследствие
10-1
ATLAS 36 fb-1
надежно измеряемого конечного состояния. Си-
стема 4 лептонов была одним из состояний, в
котором в 2012 г. был открыт бозон Хиггса СМ с
массой 125 ГэВ (распад H → ZZ∗ → 4, где l обо-
10-2
значает лептон) [44]. Интерес к анализу резонан-
са в этой системе сохраняется из-за возможного
присутствия в ней дополнительных “экзотических”
10-3
каналов распада бозона Хиггса СМ, что может
свидетельствовать о новой физике за пределами
500
1000
1500
2000
2500
СМ. Существующие точности измерения бренчин-
mφ, GeV
гов распада бозона Хиггса с массой 125 ГэВ допус-
Рис. 8. Наблюдаемые и ожидаемые 95% CL верхние
кают присутствие таких распадов на уровне до 30%
пределы сечения рождения, умноженного на бренчинг
при условии, что константы связи бозона Хиггса
распада на два тау-лептона, скалярного бозона ϕ для
с W- и Z-бозонами соответствуют предсказаниям
(a) механизма рождения ggF, (б) процесса ассоцииро-
СМ.
ванного рождения bbH [40].
Поиск новых типов распада бозона Хиггса СМ
в системе 4 конечных лептонов H → 4l проведен
ющими b-кварк и τ-лептон, усилены по сравнению
в эксперименте ATLAS в работе [45]. Анализ вы-
с константами СМ при больших значениях tg β,
полнен для трех диапазонов массы резонанса X,
что увеличивает не только вероятности распадов
обозначающего или векторный бозон в моделях
бозонов Хиггса на τ-лептоны и b-кварки, но
со скрытой либо темной массой, или скалярный
и сечения процессов рождения бозонов Хиггса
бозон расширенного сектора хиггсовских бозонов.
Эти области делятся на область высоких масс
совместно с парой b-кварков (пара bb, процесс
резонанса X в процессе H → XX → 4l с диапа-
bbH).
зоном масс 15 < mx < 60 ГэВ, область малых масс
Моделирование событий проводилось для рож-
1 < mx < 15 ГэВ, где исследуется только процесс
дения резонансов, далее обозначаемыми φ, через
H → XX → 4μ, и процесс совместного рождения
слияние глюонов (ggF) и механизм bbH, для масс
резонанса X с Z-бозоном H → ZX → 4l в диапа-
резонанса mφ, равных 400, 1000 и 1500 ГэВ. Для
зоне масс 15 < mx < 55 ГэВ. Диаграммы процес-
кандидатов распадов бозона φ по каналам τlepτhad
сов, отвечающих ряду таких моделей, приведены
и τhadτhad и фоновых распадов рассчитывалась
на рис. 9. Новые резонансы присутствуют в виде
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
306
КОЧЕРГИН, СМИРНОВА
Z
Zd
s/a
κ
H
H
H
s
Zd
Zd
s/a
Рис. 9. Диаграммы процессов в ряде моделей экзотических распадов бозона Хиггса СМ с образованием четырех
лептонов и рождением новых резонансов [45].
95% CL upper limit on σ(gg → H → ZdZd → 4l), fb
0.35
Observed
ATLAS
0.30
Expected
s = 13 TeV, 139 fb-1
Expected ±1σ
0.25
Expected ±2σ
0.20
0.15
0.10
0.05
0
15
20
25
30
35
40
45
50
55
60
mZd, GeV
Рис. 10. Наблюдаемые и ожидаемые верхние пределы при 95% CL для сечения процесса H → ZdZd → 4ℓ в
предположении образования бозона Хиггса СМ в процессе глюон-глюонногослияния. Все конечные состояния объеди-
нены [45].
промежуточных состояний векторного бозона Zd,
рены модели, содержащие два хиггсовских дублета
псевдоскалярного бозона a и скалярного бозона s.
и дополнительное скалярное поле (2HDM + S)
[46, 47]. Напомним, что в общем случае модели с
В распадах H → XX → 4l могут быть прове-
двумя такими дублетами (2HDMs) содержат два
нейтральных скаляра H1 и H2, два заряженных
g
t
скаляра H±, и один нейтральный псевдоскаляр
A. Добавление комплексного скалярного синглета,
слабо смешивающего состояния H1 и H2, приводит
b
к существованию двух дополнительных состояний,
H +
скаляра s и псевдоскаляра a, присутствующих на
правой диаграмме рис. 9. Если массы этих новых
t
состояний меньше, чем mH /2, разрешены распады
бозона Хиггса на пары ss или aa. В работе [46]
рассматривается второй тип распада, но резуль-
g
b
таты применимы и к первому случаю распада с
бозоном s.
Рис. 11. Диаграмма Фейнмана лидирующего порядка
для образования тяжелого заряженного бозона Хиггса
В ходе анализа данных отбирались события,
в ассоциации с t-антикварком и b-кварком, а также его
содержащие как минимум четыре лептона, из кото-
распада на t-кварк и b-антикварк [48].
рых можно выбрать две пары одного аромата, вы-
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
307
σ(pp → tbH+) × B(H+ → tb), pb
101
95% observed CLs
ATLAS
95% expected CLs
s = 13 TeV, 139 fb-1
Expected ±1σ
Expected ±2σ
95% obs. 36 fb-1 result
100
95% exp. 36 fb-1 result
hMSSM tanβ =0.5
hMSSM tanβ =1
10-1
-2
10
200
400
600
800
1000
1200
1400
1600
1800
2000
mH+, GeV
Рис. 12. Наблюдаемые и ожидаемые верхние пределы сечения, умноженного на бренчинг, образования H+ → tb,
ассоциированного с t- и b-кварком [48].
числялись соответствующие массы m12 и m34 пар
Одна из таких работ посвящена поиску заря-
с противоположными электрическими зарядами.
женного бозона Хиггса H+ [48]. Заряженные бозо-
В событиях с четырьмя лептонами одного аромата
ны Хиггса присутствуют в нескольких расширени-
в анализ включались массы пар m14 и m23. Вво-
ях Стандартной модели, где предполагается суще-
дились ограничения значений этих масс, исклю-
ствование второго дублета [49-51] или триплетов
чались диапазоны, отвечающие распадам J/ψ-,
[52-56] в скалярном секторе. В моделях с двумя
ψ- и Υ-мезонов, Z-бозона, и ряд других огра-
хиггсовскими дублетами 2HDMs с сохранением
ничений. Для выделения распадов бозона Хиггса
СР-четности свойства бозона Хиггса зависят от
использовался интервал масс четырех лептонов
его массы, угла смешивания α двух СР — четных
115 < m4l < 130 ГэВ, исключалась область массы
состояний нейтральных бозонов Хиггса и отноше-
Z-бозона, группы событий различались по типам
ния вакуумных средних двух хиггсовских дублетов
парных масс и соотношений между их величинами.
tanβ. Поиск проведен для области масс H+ выше
Полученные верхние пределы бренчингов бо-
массы топ-кварка и типом распада на t-кварк и b-
зона Хиггса на пары ZdZd и aa в зависимости
кварк, имеющего наибольшую вероятность для та-
от массы бозона-медиатора в предположении, что
ких масс. Диаграмма процесса показана на рис. 11.
бозон Хиггса образуется в процессе слияния глю-
В работе [48] рассматривались события с од-
онов и происходит прямой распад Zd- и а-бозонов,
ним заряженным лептоном и струями, разделенные
приведены на рис. 10.
на классы в зависимости от количества струй в
событии и струй, образованных b-кварками. Для
разделения событий с распадом H+ → tb и про-
7. ПОИСК РЕЗОНАНСА В ПРОЦЕССАХ
цессов Стандартной модели использовался метод
С УЧАСТИЕМ t-КВАРКОВ (H + tb)
многопеременного анализа MVA. Свидетельств су-
ществования бозона H+ не найдено. Получен-
Было показано, что многие модели новой фи-
ные верхние ограничения на сечение рождения
зики предполагают большую связь новых полей
H+ с распадом на пару tb-кварков приведены
с фермионами третьего поколения, рассмотрены
на рис. 12. Видно, насколько снизились верхние
состояния, включающие лептоны и струи адронов,
границы сечений за счет увеличения интегральной
тау-лептоны и b-кварки из фермионов третьего по-
светимости, использованной в анализе от 36 до
коления. Большая интегральная светимость дан-
ных позволила провести анализ более сложных
139 фбн-1. Показаны теоретические предсказания
конечных состояний с несколькими тяжелыми объ-
для этих сечений в моделях минимального расши-
ектами, например, включить в анализ распады t-
рения Стандартной модели hMSSM с параметрами
кварков.
tg β, равными 0.5 и 1.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
308
КОЧЕРГИН, СМИРНОВА
Оценки сечений при разных значениях массы
8.
ATLAS Collab., Phys. Rev. D 96, 052004 (2017);
H+ получены методом нейронных сетей. На 95%
arXiv: 1703.09127.
9.
U. Baur, I. Hinchliffe, and D. Zeppenfeld, Int. J. Mod.
уровне достоверности найденные в эксперимен-
Phys. A 02, 1285 (1987).
те численные значения верхней границы сечения
10.
U. Baur, M. Spira, and P. Zerwas, Phys. Rev. D 42,
рождения H+ с последующим распадом H+ → tb
815 (1990).
составляют 3.6 пбн при массе заряженного бозона
11.
P. Langacker, Rev. Mod. Phys. 81, 1199 (2009); arXiv:
Хиггса mH+ = 200 ГэВ и 0.036 пбн при mH+ =
0801.1345 [hep-ph].
= 2 ТэВ.
12.
E. Eichten, I. Hinchliffe, K. Lane, and C. Quigg, Rev.
Проведенный анализ в рамках минимальной су-
Mod. Phys. 56, 579 (1984); Rev. Mod. Phys. 58, 1065
персимметричной модели hMSSM [49-52] и неко-
(Erratum) (1986).
торых других вариантах MSSM показал, что зна-
13.
G. Altarelli, B. Mele, and M. Ruiz-Altaba, Z. Phys. C
чения параметра tg β от 0.5 до 2.1 исключены для
45, 109 (1989); Z. Phys. C 47, 676 (Erratum) (1990).
интервала массы mH+ от 200 до 1200 ГэВ и для
14.
J. Abdallah, H. Araujo, A. Arbey, A. Ashkenazi,
немного меньшего интервала массы mH+ от 200 до
A. Belyaev, J. Berger, C. Boehm, A. Boveia,
750 ГэВ исключены значения tg β > 34.
A. Brennan, J. Brooke, O. Buchmueller, M. Buckley,
G. Busoni, L. Calibbi, S. Chauhan, N. Daci, et al.,
Phys. Dark Univ. 9-10, 8 (2015); arXiv: 1506.03116
8. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
[hep-ph].
Рассмотрены результаты поиска новых резо-
15.
M. Fairbairn, J. Heal, F. Kahlhoefer, and P. Tunney,
JHEP 1609, 018 (2016); arXiv: 1605.07940 [hep-ph].
нансов в эксперименте ATLAS Большого адронно-
го коллайдера при анализе полного объема взаи-
16.
D. Abercrombie,N. Akchurin, E. Akilli,J. A. Maestre,
B. Allen, B. A. Gonzalez, J. Andrea, A. Arbey,
модействий протонов, собранных в период работы
G. Azuelos, P. Azzi, M. Backovi ´c, Y. Bai, S. Banerjee,
БАК с 2015 г. по 2018 г., соответствующего ин-
J. Beacham, A. Belyaev, A. Boveia, et al., arXiv:
тегральной светимости 139 фбн-1. Результаты не
1507.00966 [hep-ex].
показали значимого избытка событий в какой-либо
17.
D. Gingrich, J. Phys. G 37, 105008 (2010); arXiv:
доступной области пространства масс частиц при
0912.0826 [hep-ph].
разных методах поиска сигнала.
18.
X. Calmet, W. Gong, and S. Hsu, Phys. Lett. B 668,
Анализ проводился для инвариантных масс пар
20 (2008); arXiv: 0806.4605 [hep-ph].
струй, лептонов или тяжелых кварков t, b, а так-
19.
L. Randall and R. Sundrum, Phys. Rev. Lett. 83, 3370
же для распадов уже открытого бозона Хиггса с
(1999); hep-ph/9905221.
массой 125 ГэВ. Следует отметить, что наряду с
20.
B. C. Allanach, K. Odagiri, M. J. Palmer, M. A. Par-
использованием большей статистики применялись
ker, A. Sabetfakhri, and B. R. Webber, JHEP 0212,
новые методы анализа, в том числе с исполь-
039 (2002); hep-ph/0211205.
зованием многопеременного анализа и нейронных
21.
T. Sj ¨ostrand, S. Mrenna, and P. Z. Skands, Comput.
сетей.
Phys. Commun. 178, 852 (2008); arXiv: 0710.3820
Получены верхние границы сечений рождения
[hep-ph].
новых резонансов. Помимо границ для инклюзив-
22.
ATLAS Collab., Phys. Rev. D 106, 032005 (2022);
ных процессов, получены ограничения параметров
arXiv: 2203.00587.
для ряда теоретических моделей новой физики.
23.
ATLAS Collab., JHEP 2206, 005 (2022); arXiv:
Значения верхних границ сечений достигают долей
2203.01009.
24.
ATLAS Collab. JHEP 2111, 229 (2021); arXiv:
фемтобарн. Это показывает необходимость уве-
2107.06092.
личения количества событий, чему способствует
25.
ATLAS Collab., Phys. Rev. D 101, 052013 (2020);
начало нового сеанса работы БАК в июле 2022 г.
arXiv: 1911.12575.
26.
ATLAS Collab., Eur. Phys. J. C 79, 481 (2019); arXiv:
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1902.03094.
27.
ATLAS Collab., Phys. Rev. D 99, 072001 (2019);
1. ATLAS Collab., JINST 03, S08003 (2008).
arXiv: 1811.07370.
2. CMS Collab., JINST 03, S08004 (2008).
28.
ATLAS Collab., Phys. Rev. D 99, 01200 (2019);
3. ATLAS Collab., JHEP 2003, 145 (2020); arXiv:
arXiv: 1808.03057 [hep-ex].
1910.08447.
29.
K. Jedamzik, Phys. Rev. D 74, 103509 (2006); hep-
4. M. V. Chizhov and G. Dvali, Phys. Lett. B 703, 593
(2011); arXiv: 0908.0924 [hep-ph].
ph/0604251.
5. M. V. Chizhov, V. A. Bednyakov, and J. A. Budagov,
30.
ATLAS Collab., Phys. Rev. D 101, 012002 (2020);
Phys. At. Nucl. 75, 90 (2012); arXiv: 1010.2648 [hep-
arXiv: 1909.02845 [hep-ex].
ph].
31.
CMS Collab., Eur. Phys. J. C 79, 421 (2019); arXiv:
6. G. Choudalakis, arXiv: 1101.0390 [physics.data-an].
1809.10733 [hep-ex].
7. ATLAS Collab., Phys. Rev. Lett. 121, 081801 (2018);
32.
И. А. Кочергин, Учен. зап. физ. фак-та Моск. ун-та,
arXiv: 1804.03496.
№ 3, 2130302 (2021).
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
ПОИСК НОВЫХ РЕЗОНАНСОВ
309
33.
D. Curtin and C. B. Verhaaren, JHEP 1512, 072
Ze’ev Surujon, B. Tweedie, and Yi-Ming Zhong,
(2015); arXiv: 1506.06141 [hep-ph].
Phys. Rev. D 90, 075004 (2014); arXiv: 1312.4992
34.
S. Bock, R. Lafaye, T. Plehn, M. Rauch, D. Zerwas,
[hep-ph].
and P. M. Zerwas, Phys. Lett. B 694, 44 (2010); arXiv:
47. A. Belyaev, J. Pivarski, A. Safonov, S. Senkin, and
1007.2645 [hep-ph].
A. Tatarinov, Phys. Rev. D 81, 075021 (2010); arXiv:
35.
M. J. Strassler and K. M. Zurek, Phys. Lett. B 651,
1002.1956 [hep-ph].
374 (2007); hep-ph/0604261.
48. ATLAS Collab., JHEP 2106, 145 (2021); arXiv:
36.
ATLAS Collab., Phys. Rev. D 102, 112006 (2020);
2102.10076.
arXiv: 2005.12236 [hep-ex].
37.
ATLAS Collab., JHEP 1810, 031 (2018); arXiv:
49. T. D. Lee, Phys. Rev. D 8, 1226 (1973).
1806.07355 [hep-ex].
50. K. Inoue, A. Kakuto, H. Komatsu, and S. Takeshita,
38.
D. London and J. L. Rosner, Phys. Rev. D 34, 1530
Prog. Theor. Phys. 68, 927 (1982).
(1986).
51. J. F. Gunion and H. E. Haber, Phys. Rev. D 67,
39.
ATLAS Collab., Phys. Lett. B 796, 68 (2019); arXiv:
075019 (2003); hep-ph/0207010.
1903.06248.
40.
ATLAS Collab., Phys. Rev. Lett. 125, 051801 (2020);
52. A. Djouadi and J. Quevillon, JHEP 1310, 028 (2013);
arXiv: 2002.12223.
arXiv: 1304.1787 [hep-ph].
41.
G. C. Branco, P. M. Ferreira, L. Lavoura,
53. T. P. Cheng and L.-F. Li, Phys. Rev. D 22, 2860
M. N. Rebelo, M. Sher, and J. P. Silva, Phys.
(1980).
Rept. 516, 1 (2012); arXiv: 1106.0034 [hep-ph].
42.
P. Fayet, Phys. Lett. B 64, 159 (1976).
54. J. Schechter and J. W. F. Valle, Phys. Rev. D 22, 2227
43.
P. Faiet, Phys. Lett. B 69, 489 (1977).
(1980).
44.
ATLAS Collab., Phys. Lett. B 716, 1 (2012).
55. G. Lazarides, Q. Shafi, and C. Wetterich, Nucl. Phys.
45.
ATLAS Collab., JHEP 2203, 041 (2022); arXiv:
B 181, 287 (1981).
2110.13673.
46.
D. Curtin, R. Essig, S. Gori, P. Jaiswal, A. Katz,
56. R. N. Mohapatra and G. Senjanovic, Phys. Rev. D 23,
T. Liu, Z. Liu, D. McKeen, J. Shelton, M. Strassler,
165 (1981).
SEARCH FOR NEW RESONANCES IN pp INTERACTIONS AT 13 TeV
I. A. Kochergin1), L. N. Smirnova1)
1)Faculty of Physics M. V. Lomonosov Moscow State University, Moscow, Russia
Review of the search for new resonances is presented in the ATLAS experiment at the Large Hadron
Collider using the data for the proton interactions at the collision energy 13 TeV, collected in the period
of LHC operation 2015-2018 years.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№2
2023
