Xtra D: Recherche du Radion (  ) dans le modèle de Randall Sundrum (au LHC, ATLAS)G.Azuelos,D.Cavalli,L.Vacavant,H.Przysiezniak ATLAS - Exotics Helenka Przysiezniak, LAPP Marseille, Jeudi 24 Avril 2003

Le plan 1. Théorie 2. Phénoménologie: B.R. et  3. Recherches dans ATLAS 3.0. Outils Canaux 3.1.    et   ZZ (*)  llll 3.2.   hh  bb  3.3.   hh  bb  4. Recherches au-delà Conclusions

1.Théorie Problème de la hiérarchie M weak  M planck ? Inspirée du fameux modèle d’Arkani-Hamed, Dimopoulos and Dvali (ADD) où l’échelle de Planck est ramenée à l’ordre du TEV MAIS seulement 1 Xtra D. 5 e dim. non factorisable et n’a pas besoin d’être très grande: travail de thèse! et la stabilité du rapport dans les corrections radiatives

1. Théorie: Modèle de Randall Sundrum Univers composé de deux surfaces 4-d (3-branes) délimitant une tranche 5-d d’espace-temps Champs du MS  sur le brane du TeV (y=  ) Gravité  partout: sur les branes du TeV (y=  ), de Planck (y=0) et dans le volume (bulk) 5 e dimension «voilée» (warped) exponentiellement 1/k ~ 1/ GeV : rayon de courbure (cohérence de la description à basse énergie implique que k/M planck ~  0.1) r c : rayon du volume Radion Graviton Graviscalaire Deux excitations de masse nulle:

Annexe 1. Théorie: Modèle de Randall Sundrum Le modèle contient un scalaire 4-d de masse nulle modulus ou radion qui détermine r c dans l’équation précédente. Ce champ apparaît comme des fluctuations, indépendants de y, autour de la géométrie du fond. En incluant ces fluctuations, on obtient où g  est le graviton 4d et T(x) est le champ du radion. Le couplage du radion à la matière du brane visible ~TeV. En l’absence d’un mécanisme qui donne une masse au radion, ceci est inacceptable: l’échange d’un radion donnerait une force attractive long range  plus grande que la force gravitationnelle. Pour stabiliser le modulus, une dynamique nouvelle doit être rajoutée. La présence d’un champ scalaire de bulk  se propageant sur la solution du bruit de fond peut générer un potentiel V(  ) qui stablisera le modulus. Le minimum du potentiel V(  ) peut être tuné à la valeur désirée de k  r c sans fine tuning extrême.

Annexe 1. Théorie: Modèle de Randall Sundrum Low lying KK excitations of bulk fields in the RS model have masses which are typically slightly larger than the TEV scale (This also includes the lowest excitation of the scalar  ). If the large value of k  r c arises from a small bulk scalar mass, then the radion mass is somewhat smaller than the TeV scale, and thus smaller than the KK states.

1.Théorie: Modèle de Randall Sundrum Échelles faible et de Planck reliées: m=m 0 e -k  r c M weak / M Planck  k  r c ~ 35 Mécanisme de Goldberger & Wise génère un potentiel qui stabilise naturellement la taille de la 5 e dimension: introduction d’un scalaire de bulk Le Radion:  acquiert une masse; le plus probable : plus léger que les excitations KK J=2 (~TeV); plus léger que les excitations KK J=2 (~TeV);  excitation radiale de la 5 e -d compactifiée;  ses couplages aux champs MS ~ ceux du Higgs.

2.Phénoménologie: Rapp.d’Emb. et  Les paramètres:  m  masse  m  masse    échelle~TeV    échelle~TeV   mélange (  -H):   mélange (  -H): =0 minimally coupled =0 minimally coupled =1/6 conformally c. =1/6 conformally c.  =(24M 5 3 /k) 1/2 e -k  rc où M 5 = M Planck en 5d Ici: m h =125 GeV/c 2   =1TeV Radion  =0 mél. nul Radion  =1/6 mél.conformal Higgs MS

2.Phénoménologie: Rapp.d’Emb. et  m h =125 GeV/c 2   =1TeV A remarquer des BR et  :  Mél. Radion-Higgs : .  Couplages ~ ceux du MS.    gg rehaussé.    HH permis.     rehaussé pour  =1/6 m  ~ 600GeV. pour  =1/6 m  ~ 600GeV.  Résonance étroite.  Largeur ~ prop. à  -2. N.B. For a generic  not too close to 1/6, phenomenology ~  =0. to 1/6, phenomenology ~  =0. _ Higgs MS _ Radion  =0 mél.nul _  =1/6 mél.max.

3.Recherches dans ATLAS 3.0. Outils  Higgs a été découvert, on connaît sa masse Tevatron,LHC?  BR,  du Higgs HDECAY (Djouadi,Kalinowski,Spira).    /  H, S/  B  / S/  B H Nucl.Phys.595,250,2001 (Giudice,Rattazzi,Wells).  Simulation rapide de l’environnement ATLAS ATLFAST.  Résultats des études pour le Higgs TDR ATLAS.

3.Recherches dans ATLAS 3.0. Outils Concerne uniquement production directe gg    Canaux les plus évidents Études basées sur celles du Higgs MS    et   ZZ (*)  4 leptons Basées sur celles du Higgs MSSM 3.2.   hh  bb  3.3.   hh  bb   Canaux les moins évidents e.g.   WW  l l ;    pour  =1/6 et m  ~ 600GeV.

Pour  (m  100 GeV) selon Giudice etal.  h,   et  h,  ZZ : résolutions expérimentales. Calo. é.m. ; étude ZZ  llll du TDR ATLAS.  tot h,  : largeur totale intrinsèque, négligeable pour le canal . 3.Recherches dans ATLAS 3.1.    et   ZZ (*)  llll

3.Recherches dans ATLAS 3.1.    et   ZZ (*)  llll À partir des résultats du TDR ATLAS pour S/  B H et  H, et   /  H et S/  B  / S/  B H de Giudice etal., on obtient S/  B  : m h =125 GeV/c 2 55 55 Résultats et conclusion   ,ZZ (*) : 100fb -1

3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb  Pour   hh, la section efficace de production du radion est estimée à partir de celle du Higgs MS (NLO;Spira):  : largeur totale du radion ou du Higgs, où  et BR calculés pour les figures. Les valeurs de référence utilisées sont:  gg  = 58 (8) pb pour m  = 300 (600) GeV

Bruit de fond (négligeables):  Born qq  et box gg    j + radiation QCD ou QED, où j ou photon mal identifié Taux très bas. Beaucoup de CPU. Grandes incertitudes. 3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb  Simulation : Pythia ATLFAST 2.53 ~ H 0  hh du MSSM. Signature: deux photons isolés de grand pT, deux jets b. Bruit de fond négligeable pour m h >115 GeV et m  >2m h. Signal:  MSSM H 0 ->hh, m h = 125 GeV/c 2  B.R. et  échelonnés Higgs   ATLFAST  2  100K év. (300;600 GeV/c 2 )

3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb Sélection deux photons isolés : pT > 20 GeV/c ; |  | < 2.5 deux jets : pT > 15 GeV/c, |  | < 2.5 un (deux) jet(s) identifié(s) en b m  and m bj m  = 300 GeV/c 2,  = 0,   = 1 TeV, 30fb -1 basse lumi

3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb  m  bj m  = 300 GeV/c 2,  = 0,   = 1 TeV, 30fb -1 m  = m h ± 2 GeV/c 2 ; m bj = m h ± 20 GeV/c 2 En contraignant m  et m bj à m h :  m = 5GeV

Luminosité intégrée (fb -1 ) minimale pour une découverte (10 év. sélectionnés au minimum) 3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb Résultats 30fb -1 : Nb. d’év.  1.5  m  bj

3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb  Section efficace prop. à   -2  limite inférieure sur   peut être dérivée de cette étude. Si B=0 S  95%C.L. si S>18:   max =2.2 TeV ; m  = 300 GeV/c 2   max =0.6 TeV ; m  = 600 GeV/c 2 Conclusion   hh  bb  : 30 fb -1

Bruit de fond  6M év. tt  (bW)(bW) suivi de W  l et W  hadrons  4M év. Z+jets  lept.+hadr.  4M év. inclusifs W+jets  leptons Signal  Prod. semblable à   hh  bb   ATLFAST  2  10K év. (300,600 GeV/c 2 )  hh  bb  bb+lept.+hadr. 3.Recherches dans ATLAS 3.3.   hh  bb  Bruits de fond plus élevés, résolutions en masse moins bonnes. On considère uniquement le cas :  lepton +  hadron Simulation : Pythia ATLFAST 2.53 déclenchement en identifiant un lepton  l

3.Recherches dans ATLAS 3.3.   hh  bb Sélection à basse luminosité (à haute lumi.,  (m  ) dégradée de moitié) Lepton avec p T >25 GeV/c, |  | < 2.5 ; déclenchement. p T l - p T miss <40 GeV/c ; rejette bdf avec W. m  =m l+jet-  avec p T jet-  >15 GeV/c, |  jet |<2.5. Si plus d’un jet-  identifié, choisir m l+jet la plus proche de m h. Paire de jets-b avec p T jet >15 GeV/c, |  jet |<2.5. Si plus de deux jets-b identifiés, choisir m bb la plus proche de m h. Pour m  = 300 (600) GeV/c 2 : 110<m  <140 (150) GeV/c 2 90 (85)<m bb <140 (130) GeV/c 2

3.Recherches dans ATLAS 3.3.   hh  bb  Sections efficaces signal et b.d.f. avant sélection (l=e,  )  = 0,   = 10 TeV m  et m bb

Nb.d’év. attendus m hh =300  40 GeV/c  60 GeV/c 2 3.Recherches dans ATLAS 3.3.   hh  bb  Résultats :  = 0,   = 1 TeV, 30fb -1 •  signal •  Z+jets  •  tt •  signal •  tt N.B. Signal et b.d.f ont la même forme !!

3.Recherches dans ATLAS 3.3.   hh  bb  Efficacité d’id. signal : petite Taux de réjection du b.d.f. : élevé. S  10 et S/  B  5: Les incertitudes sur le b.d.f affecteront considérablement l’observabilité de ce canal pour m  = 300 GeV/c 2. Conclusion   hh  bb  : 30 fb -1   max =1.04 TeV ; m  = 300 GeV/c 2   max =1.04 TeV ; m  = 600 GeV/c 2

4. Recherches au-delà Rizzo etal  et BR modifiés permettent de distinguer le radion du Higgs. Dominici etal régions exclues dans le plan m  - . Battaglia etal recherches au LC.

4. Recherches au-delà left right m=300 GeV,  ~1TeV -ff,VV -gg -  m=500(300) GeV,  ~1(2)TeV -ff,VV -gg - 

4. Recherches au-delà  -300GeV,1TeV -500GeV,1TeV -300GeV,2TeV gg ff,VV

4. Recherches au-delà  -300GeV,1TeV -500GeV,1TeV -300GeV,2TeV

4. Recherches au-delà Requiring that weak basis mass squared parameters of radion and H fields be real (required by hermiticity), an additional constraint on the ratio of physical H and radion masses is obtained.

Conclusion   = 1-10 TeV 100fb -1,  = 0 :   = 1-10 TeV  S/  B~ <m  <160 GeV/c 2  ZZ (*) S/  B~ <m  <600 GeV/c 2 30fb -1,  =0 : m  = GeV/c 2  hh  bb    max = TeV  hh  bb    max = TeV Couplages du  et du Higgs très semblables. Bonnes mesures des B.R. et  prod nécessaires de manière à distinguer le H du .

Perspectives

Bibliographie Search for the radion using the ATLAS detector,EPJ C, 4, C16, 1-13(2002), Azuelos etal. The Hierarchy Problem and New Dimensions at a Millimiter Phys.Lett. B429 (1998) , Arkani-Hamed, Dimopoulos, Dvali. A Large Mass Hierarchy from a Small Extra Dimension, Phys.Rev.Lett. 83 (1999) ,Randall and Sundrum. Bulk Fields in the Randall-Sundrum Compactification Scenario, hep-ph/ v2, hep-ph/ , hep-ph/ (best one), Goldberger and Wise. Graviscalars from higher-dimensional metrics and curvature-Higgs mixing hep-ph/ v2, Giudice,Rattazzi,Wells. Radion effects on unitarity in gauge-boson scattering, Phys.Rev. D64 (2001) , Han, Kribs,McElrath. Shifts in the Properties of the Higgs Boson from Radion Mixing, hep-ph/ , Hewett and Rizzo. The Scalar-Sector of the Randall-Sundrum Model, hep-ph/ , Dominici, Grzadkowski, Gunion, Toharia.  ADD Model  Randall Sundrum Model  Goldberger Wise stabilization scheme  Phenomenology

Annexe Arkani-Hamed-Dimopoulos-Dvali (ADD): The gravitational and gauge interactions become united at the weak scale, which we take as the only fundamental short distance scale in nature. n>=2 new compact spatial dimensions large compared to the weak scale. The Planck scale M_PL~G_N^-1/2 is not a fundamental scale; its enormity is simply a consequence of the large size of the new dimensions. SM particles must be localized to a 4d submanifold. The only fields propagating in the 4+n-d bulk are the 4+n-d graviton. Randall-Sundrum: the large Planck scale (weakness of gravity) arises because of the small overlap of the graviton wave function in the 5th dimension (which is the warp factor) with our brane. This is the only small number produced. All other scales are set by the TeV scale. KK gravitational modes in the RS spacetime have TeV scale mass splittings and couplings, in sharp contrast to KK decomposition in product spacetimes (e.g.ADD) which or large compactified dimensions gives rise to a high number of light modes with splittings of the order of the compactification scale (very small). Goldberger and Wise: KK decomposition of a non-gravitational scalar bulk field propagating in the RS spacetime. The mass spectrum of the 4d KK modes is suppressed by a factor exp(-k  r_c) relative to the 5d scalar mass. If k  r_c is around 12, the low-lying KK modes would be characterized by a scale which is on the order of a TeV: SM particles could be low-lying KK excitations of bulk fields. (voir suite)

Annexe (suite) Goldberger and Wise (suite): In RS, r_c is associated with the vacuum expectation value of a massless 4d scalar field. r_c is not determined by the dynamics of the model. For this scenario to be relevant, it is necessary to find a mechanism for generating a potential to stabilize the value of r_c. Such a potential can arise classically from the presence of a bulk scalar with interaction terms that are localized to the 2 3-branes. The minimum of this potential can be arranged to yield a value of kr_c~10 without fine tuning of parameters. A bulk scalar with  (5th dimension) dependent VEV can generate a potential to stabilize r_c without having to fine tune the parameters of the model. However, there is still one fine tuning associated with the 4d cosmological constant. Giudice,Rattazzi,Wells: When the radion and higgs have about the same mass, tehy mix heavily. For L=10TeV and  =1/6 and for radion mass~higgs mass,  (gg) falls rapidly. This is because the trace anomaly contribution cancels the one-loop top quark contribution for this highly mixed state at that mass. When the radion is much heavier than the higgs and  =1/6, radion->ww,zz become close to 0. But the photon BR climbs since it also couples to the trace anomaly (as for BR(gg)). For  =0 there is no Higgs-radion mixing. For  close to 1/6, tree level couplings of the radion to fermions and weak gauge bosons are suppressed and gg branching fraction becomes dominant even for a very heavy radion. Therefore, for a generic  not too close to 1/6 the radion branching fraction phenomenology mostly follows what we find for  =0, except for the region of large mixing (m_h~m_  ), where our discussion of the  =1/6 case applies.

Annexe (suite) Giudice,Rattazzi,Wells (suite):

Annexe

Bruit de fond:  Born qq  et box gg  +ISR (et non pas diffusion hard)   bb irréductible   cc,  bj,  cj,  jj réductible  10 M év./bin, bins en p  50,100,200,400,800,1600,3200 GeV/c   j + radiation QCD ou QED, où j ou photon mal identifié N.B.taux très bas,beaucoup de CPU, grandes incertitudes. Annexe 3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb  Simulation : Pythia ATLFAST 2.53 ~ H 0  hh du MSSM. Signature: deux photons isolés de grand pT, deux jets b. Bruit de fond négligeable pour m h >115 GeV et m  >2m h. Signal:  MSSM H 0 ->hh, m h = 125 GeV/c 2  B.R. et  échelonnés Higgs   ATLFAST + jets recalibrés??? +   =80%, +  b =60%, réjection d’un facteur 7 jets-c 93 jets légers  2  100K év. (300;600 GeV/c 2 )

Annexe

Bruit de fond  6M év. tt  (bW)(bW) suivi de W  l et W  hadrons  4M év. Z+jets  lept.+hadr.  4M év. inclusifs W+jets  leptons ???p  >15GeV??? Signal  Prod. semblable à   hh  bb   ATLFAST   =40%  b-jet =60% réjection d’un facteur 10 jets-c 100 jets légers  2  10K év. (300,600 GeV/c 2 )  hh  bb  bb+lept.+hadr. Annexe 3.Recherches dans ATLAS 3.3.   hh  bb  Bruits de fond plus élevés, résolutions en masse moins bonnes. On considère uniquement le cas :  lepton +  hadron Simulation : Pythia ATLFAST 2.53 déclenchement en identifiant le lepton  l

Annexe 3.Recherches dans ATLAS 3.2.   hh  bb  A cause des grandes incertitudes sur le bruit de fond, notamment  j + radiation QCD ou QED, où j identifié en photon coupures plus conservatrices ont été testées: Fenêtres en masse: m  = m h ± 30 GeV/c 2 m bj = m h ± 40 GeV/c 2 Le bruit de fond reste néanmoins extrêmement bas.