Khử phân kỳ trong biên độ tán xạ toàn phần của quá trình rã H →µ trong mô hình zee-Babu
The Zee-Babu model continuedof Zee model, is extended from the standard
model to solve mass and mixing of neutrino. Scalars of Zee-Babu model is
simpler than Zee model. So the neutrino problem is solved naturally. Higgs decay
channels have been tested from accelerators. New interactions of Zee-Babu
model increase signal of the lepton flavor violating Higgs decay. Studying these
channels help us to constrain parameter space of this model and to give new
physics
4 trang |
Chia sẻ: honghp95 | Lượt xem: 517 | Lượt tải: 0
Bạn đang xem nội dung tài liệu Khử phân kỳ trong biên độ tán xạ toàn phần của quá trình rã H →µ trong mô hình zee-Babu, để tải tài liệu về máy bạn click vào nút DOWNLOAD ở trên
No.08_June 2018|Số 08 – Tháng 6 năm 2018|p.61-64
61
TẠP CHÍ KHOA HỌC ĐẠI HỌC TÂN TRÀO
ISSN: 2354 - 1431
hử phân kỳ trong biên độ tán xạ toàn phần c a quá trình rã H →µ trong mô
hình zee-babu
Trần Trung Hiếu a, Nguyễn Thị Thu Vâna, Dương Thị Kiều T b, Hà Thanh Hùnga*, Trịnh Phi Hiệp c
a Trường Đại học Sư phạm Hà Nội
b Trường Sỹ quan Pháo binh
c Trường Đại học Tân Trào
*Email: hathanhhung@hpu2.edu.vn
Thông tin bài viết Tóm tắt
Ngày nhận bài:
26/03/2018
Ngày duyệt đăng:
12/6/2018
Mô hình Zee-Babu là sự tiếp nối của m hình Zee được mở rộng từ m hình chuẩn
để giải quyết khối lượng và sự trộn lẫn neutrino. Khác với m hình Zee, phần v
hướng của m hình Zee-Babu được thêm vào đơn giản hơn, do đó vấn đề neutrino
được giải quyết một cách tự nhiên. Các kênh rã của Higgs boson đã và đang được
thực nghiệm kiểm chứng. Các tương tác mới trong m hình Zee-Babu góp phần
làm tăng t n hiệu của các kênh rã Higgs vi phạm số lepton. Nghiên cứu các kênh rã
này giúp giới hạn các vùng kh ng gian tham số của m hình. Đó cũng là cơ sở để
đưa ra các hiệu ứng vật lý mới.
Từ khoá:
Các hàm PV, khử phân
kỳ, mô hình Zee-Babu,
vi phạm số lepton thế
hệ, rã Higgs boson.
1. Giới thiệu
Các kênh rã vi phạm số lepton đang được nghiên
cứu sâu rộng trong các m hình mở rộng m hình
chuẩn dựa vào số liệu thực nghiệm liên tục được cập
nhật. Năm 2016, giới hạn thực nghiệm ch nh xác nhất
của các kênh rã vi phạm số lepton của các lepton
mang điện đã được đưa ra tại phòng th nghiệm
BABAR và BELLE [2], giới hạn của các kênh rã
Higgs vi phạm số lepton cũng được đưa ra tại phòng
th nghiệm CMS&ATLAS [1]. Việc sử dụng các hàm
PV (Pasarino-Veltman) để biểu diễn các biên độ tán
xạ có thể thay thế cho phần mềm Looptools và áp
dụng được cho nhiều m hình [5,6]. M hình Zee-
Babu khi thêm vào các hạt mới đã làm xuất hiện các
tương tác vi phạm số lepton [3,8,9]. Nghiên cứu các
kênh rã vi phạm số lepton của lepton mang điện trong
m hình này giúp ta giải th ch được sự trộn lẫn của
các Meson (
0 0,K B ) [8] cũng như giới hạn được các
vùng kh ng gian tham số và đưa ra khối lượng của các
Higgs mang điện [3,7]. Đặc biệt, với các kênh rã vi
phạm số lepton của các Higgs giúp chúng ta giải th ch
được khối lượng và sự trộn lẫn của neutrino, đưa ra
giới hạn của góc trộn ( ) [4].
Bài báo này nghiên cứu kênh rã trong
mô hình Zee-Babu. Từ các đỉnh tương tác vi phạm số
lepton do đóng góp của các hạt mới, tất cả các giản đồ
Feynman của kênh rã này được đưa ra. Việc biểu diễn
các biên độ tán xạ theo các hàm PV (Pasarino-
Veltman) giúp chỉ ra phần phân kỳ trong biên độ toàn
phần của quá trình rã hoàn toàn bị triệt tiêu.
2. Nội dung
2.1. Mô hình Zee-Babu
Mô hình Zee-Babu có nhóm đối xứng chuẩn giống
như m hình chuẩn (nhóm 3-2-1). Để giải quyết vấn
đề neutrino m hình này được thêm vào các hạt mới.
Các hạt mới thêm vào so với m hình chuẩn là các hạt
v hướng thuộc đơn tuyến của nhóm (2)LSU . Do đó,
phần sắp xếp các hạt trong m hình được biểu thị như
sau:
Lepton: Các hạt phân cực trái và phân cực phải
lần lượt được xếp vào lưỡng tuyến và đơn tuyến của
nhóm
,
Ra 1,1, 2e - (1)
H.T.Hung et al / No.08_June 2018|p.61-64
62
Quark: Các hạt phân cực trái được xếp vào lưỡng
tuyến, còn các hạt phân cực phải xếp vào đơn tuyến
của nhóm (2)LSU
(3,2,1/ 3)
a
aL
a L
u
Q
d
=
; (3,1,4 / 3)aRu
; (2)
Với a = 1,2,3 tương ứng là chỉ số thế hệ, còn bộ ba
số trong ngoặc đơn tương ứng là số lượng tử của các
nhóm (3) , (2) , (1)C L YSU SU U
Vô hướng: Trong mô hình Zee-Babu có ba đa
tuyến v hướng bao gồm một lưỡng tuyến của nhóm
(2)LSU và hai đơn tuyến Higgs một mang điện đơn
và một mang điện đ i.
0, 1,2,1
T
+= ,
1,1,2H + , (1,1, 4)K ++ (3)
Thành phần lưỡng tuyến được biểu diễn theo giá
trị trung bình chân kh ng v như sau:
(4)
Thế Higgs đặc trưng cho m hình Zee-Babu là:
2 2 4 4 2 2
2 2 2
1 2 ( h .c)
ZB H K H K HKV H K H K H K
H K H K+ + ++
= + + + +
+ + + + (5)
Khối lượng các Higgs được xác định từ điều kiện
cực tiểu thế Higgs.
2 2 2 2 2 2 2 2
1 2; ;h H H K Km v m v m v= = + = + (6)
Trong đó: h là Higgs trung hòa (đồng nhất với
), H là Higgs mang điện đơn, K là Higgs mang
điện đ i.
2.2. Các giản đ Feyman của quá trình rã h →
µ trong mô hình Zee-Babu
Lagrangian toàn phần của mô hình Zee-Babu là: [3,7]
tot SM ZBL L L= + (7)
Trong đó, SML là phần Lagrangian giống của mô
hình chuẩn:
2 2
1 1
4 4
(y h.c) ( )
a a
aRSM aL aL aR
ab aL bR
L B B i D i e D e
D D e
-
+ + +
= - - + Y Y +
- Y + - +
W W
+
(8)
là phần Lagrangian đặc trưng cho m hình
Zee-Babu:
2
.
ZB ab aL bL
ab aR bR ZB
L D H D H D K D K f C i H
g C e e K h c V
+ + +
++
= + + Y Y
+ + +
(9)
Mối liên hệ giữa các neutrino ban đầu với các
trạng thái vật lý của neutrino được liên hệ th ng qua
ma trận chuyển cơ sở abU . Tức là:
(10)
Dựa vào Lagrangian toàn phần, chúng ta đưa ra
các đỉnh tương tác liên quan đến quá trình rã
như bảng 1:
Bảng 1: Các đỉnh tương tác của quá trình rã
Từ đó, chúng ta có thể đưa ra tất cả các giản đồ
Feynman cho quá trình rã trong mô hình
Zee-Babu.
Hình 1: Các giản đồ Feynman cho quá trình rã
trong mô hình Zee-Babu
Trong đó, bốn giản đồ Feynman ở hàng đầu a, b, c,
d là đóng góp của W boson. Bốn giản đồ ở hàng thứ 2
là đóng góp của H và bốn giản đồ ở hàng cuối cùng
là đóng góp của K .
2.3. Biên độ toàn phần của quá trình rã h →µ
Các biên độ tán xạ được t nh theo các hàm PV
(Pasarino-Veltman) lần lượt cho các giản đồ ở hình 1.
Đóng góp của W boson được biểu diễn theo các hàm
PV như sau:
H.T.Hung et al / No.08_June 2018|p.61-64
63
3 3
* 2 2 21
1 2 02 3
1
2 (1) (1) (2) 2 (2)
1 0 0 2 1
2 2 2 2 2
1 2
2 2 2 2 2 2 2
1 1 2 2
{ 2
64
[2 (2 )
] [2 ( ) ] }
a
a
a
a
a
L a a W h v
aW
W W
h W h h
g m
M U U m m m C
m
m B B B m B
m m m m m
m m C m m m m m C
=
= - + +
- - -
- + + -
+ + - +
(11)
3 3
* 2 2 22
1 2 02 3
1
2 (2) (1) (2) 2 (1)
1 0 0 1 1
2 2 2 2 2
2 1 1
2 2 2 2 2 2 2
1 2 2
{ 2
64
[2 ( ) ]
[2 (2 ) ] }
n
n
n n
a
R n n W h v
nW
W h h
W W h
g m
M U U m m m C
m
m B B B m B
m m m m m C
m m m m m m m C
=
= - +
- + + +
- - + +
+ - + +
(12)
3 3
* 2 21
1 2 02 3
1
2 2 2 2 (1) (12)
1 2 1 1 0
{
64
[2 4 ( )]C }
n
n
b
L n n W
nW
W
g m
M U U m m C
m
m m m m B B
=
= - -
+ + - + + +
(13)
3 3
* 2 22
1 2 02 3
1
2 2 2 2 (2) (12)
1 2 2 1 0
{
64
[2 4 ( )]C }
n
n
b
R n n W
nW
W
g m
M U U m m C
m
m m m m B B
=
= - -
- + - + - +
(14)
(15)
(16)
Trong đó, các hàm là hữu hạn,
phần phân kỳ nằm trong các hàm
và .
2.4. Khử phân kỳ trong biên độ toàn phần của
quá trình rã h →µ
Đóng góp của W boson cho quá trình rã được thể
hiện tất cả trong bốn giản đồ Feynman a, b, c, d.
4
(1)
0 2
0 1
(2 ) D Dd k
B
i D D
-
= với (17)
Thực hiện tham số hóa Feynman
1
2
201 1
1
o
dx
D D k
=
- D
với
(18)
Kết quả nhận được sau khi t nh t ch phân.
4
1 1
(1)
0 122 20 0
1
2
ln
D Dd k
B dx dx
i k
-
= = D - D
-D
với
21 ln 4 ED = + - (19)
Số hạng D khi 0 , do đó phần phân
kỳ của là
(1)
0Div B = D (20)
Tương tự, phần phân kỳ trong các hàm , ,
, , được đưa ra là:
(2) (12)
0 0Div B Div B= = D ;
(1) (12)
1 1
1
2
Div B Div B= = D ; (21)
(2) (12)
1 2
1
2
Div B Div B= = - D
Khi xét đến tổng đóng góp của các giản đồ có W
boson bao gồm 4 giản đồ a, b, c, d, các phần trái và
phải tương ứng của biên độ tán xạ là:
(22)
Sử dụng (21), ta có thể kiểm tra số hạng có chứa
phân kỳ của các phần trái và phải tương ứng của các
biên độ tán xạ này là:
3 3
* 2 22
1 2 12 3
1
3 1
( ) [ ( )]
64 2 2a
a
R a a
aW
g m
Div M U U m m
m =
= - D - +
3 3
* 21
1 22 3
1
3
( ) ( )
64 2 a
b
L a a
aW
g m
Div M U U m
m =
= - D (23)
3 3
* 22
1 22 3
1
3
( ) ( )
64 2 a
b
R a a
aW
g m
Div M U U m
m =
= - D
3 23
* 2 21 2
1 2 1 22 3 2 2
1
2 1
( )
1
{ [ ( )]}
64 2
c d
L
a a
a
W
Div M
g m m
U U m m
m m m
+
=
=
- D -
-
3 23
* 2 22 1
1 2 1 22 3 2 2
1
2 1
( )
1
{ [ ( )]}
64 2
c d
L
a a
a
W
Div M
g m m
U U m m
m m m
+
=
=
- D -
-
Phần trái và phần phải của biên độ này, hoàn toàn
triệt tiêu phân kỳ.
, , ,
3 3
* 2 2 2 21
1 2 2 22 3
1
( ) ( )
3 1 3 1
[ ( )] 0
64 2 2 2 2a a
W i
L L
i a b c d
a a
aW
Div M Div M
g m
U U m m m m
m
=
=
= =
- D - + + - =
(24)
H.T.Hung et al / No.08_June 2018|p.61-64
64
, , ,
3 3
* 2 2 2 22
1 2 1 12 3
1
( ) ( )
3 1 3 1
[ ( )] 0
64 2 2 2 2a a
W i
R R
i a b c d
a a
aW
Div M Div M
g m
U U m m m m
m
=
=
= =
- D - + + - =
(25)
Hoàn toàn tương tự, khi xét đến đóng góp của
ở bốn giản đồ Feynman e, f, g, h và đóng góp của
K ++ ở bốn giản đồ Feynman i, j, k, l, chúng ta cũng
có thể chỉ ra các thành phần trái và các thành phần
phải của các biên độ này đều được khử phân kỳ. Do
đó, biên độ toàn phần là hữu hạn.
3. Kết luận
Trong phạm vi m hình Zee-Babu, bài báo đạt
được các kết quả sau:
Xác định các đỉnh tương tác, từ đó đưa ra tất cả
các giản đồ Feynman cho quá trình rã .
T nh biên độ của các giản đồ Feynman và biểu
diễn theo các hàm PV. Sử dụng phương pháp tham số
hóa Feynman để tách các hàm PV thành các phần
phân kỳ và phần hữu hạn.
Chỉ ra rằng tổng tất cả các giản đồ có đóng góp của
W boson, của và K ++ đều lần lượt bị khử phân
kỳ. Do đó biên độ toàn phần là hữu hạn.
Biên độ toàn phần của quá trình rã là hữu hạn. Đây
là cơ sở để thực hiện t nh số và so sánh với các dữ liệu
thực nghiệm, từ đó đưa ra giới hạn các vùng kh ng
gian tham số của m hình và đề xuất các hiện tượng
Vật lý mới.
Nghiên cứu này được tài trợ từ nguồn kinh ph
Khoa học & C ng nghệ của Trường ĐHSP Hà Nội
cho đề tài, mã số: C.2018.08
TÀI LIỆU THAM KHẢO
1. ATLAS and CMS Collaborations (2016),
Measurements of the Higgs boson production and
decay rates and constraints on its couplings from a
combined ATLAS and CMS analysis of the LHC pp
collision data at √s = 7 and 8 TeV, JHEP 1608, 045;
2. C. Patrignani et al (2016). [Particle Data Group],
Review of particle physics, Chinese Physics C 40,
100001;
3. Daniel Schmidt, Thomas Schwetz, He Zhang
(2014), Status of the Zee-Babu model for neutrino
mass and possible tests at a like-sign linear collider,
Nucl. Phys. B 885, 524-541;
4. Juan Herrero-Garcia, Miguel Nebot, Nuria
Rius, Arcadi Santamaria (2014), The Zee-Babu Model
revisited in the light of new data, Nucl. Phys. B 885,
542-570;
5. K. H. Kiem, H.T.Hung and L.T.Hue (2016),
Prog.Theor. Exp.Phys. 2016, 113B03;
6. L.T. Hue, H. N. Long, T.T.Thuc and T. Phong
Nguyen (2016), Nucl.Phys. B 907, 37; Phys.Rev. D93,
115026;
7. Miguel Nebot et al, Prospects for the Zee-Babu
Model at the LHC and low energy experiments,
Phys.Rev.D77, 093013,2008;
8. Takaaki Nomura, Hiroshi Okada (2016), An
Extended Colored Zee-Babu Model, Phys. Rev. D 94,
075021;
9. Tommy Ohlsson, Thomas Schwetz, He Zhang
(2009), Non-standard neutrino interactions in the Zee-
Babu model, Phys.Lett.B681:269-275.
Divergent cancelling in Total scattering amplitude of H →µ in decays Zee-Babu model
Tran Trung Hieu, Nguyen Thi Thu Van, Duong Thi Kieu Tu, Ha Thanh Hung, Trịnh Phi Hiep
Article info Abstract
Recieved:
26/03/2018
Accepted:
12/6/2018
The Zee-Babu model continuedof Zee model, is extended from the standard
model to solve mass and mixing of neutrino. Scalars of Zee-Babu model is
simpler than Zee model. So the neutrino problem is solved naturally. Higgs decay
channels have been tested from accelerators. New interactions of Zee-Babu
model increase signal of the lepton flavor violating Higgs decay. Studying these
channels help us to constrain parameter space of this model and to give new
physics.
Keywords:
PV functions, divergent
cancelling, Zee-Babu
model, lepton flavor
violating, Higgs boson
decays, etc.
Các file đính kèm theo tài liệu này:
- 9_khu_phan_ky_tan_xa_8425_2070479.pdf