Фазовый переход для температурного потенциала Хиггса МССМ

1. Фазовый переход длятемпературного потенциала Хиггса МССМ Михаил Долгополов(Самарский госуниверситет) М. Дубинин (НИИЯФ МГУ) Э. Рыкова (СамГУ) • Введение • Конечно-температурные поправки скалярных кварков • Критическая температура • Заключение ИТЭФ, Москва, 24 ноября, 2009

2. Electroweak Baryogenesis and phase transition • Two problems in the Standard Model • First order phase transition requires mh< 50 GeV • Need new sources of CP violation • Minimal Supersymmetric Standard Model • 1st order phase transition is possible if • New CP violating phases [M. Dolgopolov, M. Dubinin, E. Rykova Threshold corrections to the MSSM finite-temperature Higgs potential. Jan 2009. 26pp. e-Print:  arXiv:0901.0524v1  ] [ЯФ2009, №1]

3. THDM: Fields GeV [Akhmetzyanova E.N., D M.V., Dubinin M.N. Higgs Bosons in the Two-Doublet Model with CP Violation Phys.Rev.D. V.71. N7. 2005. P.075008 Violation of CP invariance in the two-doublet Higgs sector of the MSSM.E.N. Akhmetzyanova, M.V. D , M.N. Dubinin 2006. 58pp. Phys.Part.Nucl.37:677-734,2006.]

4. Effective THDM potential with explicit CP violation General hermitian renormalized SU(2)xU(1) invariant potential: μ122, λ 5 , λ 6 , λ 7complex φ=arg(λ6, 7) =arg(λ5)/2 U is CP-invariant =0 CP U eff One-loop(t, b) contributions at the MS U S Y scale, because  mtop MS U S Y µ - mass-energy scale Eff. potential method or Feynman diags

5. Аналогия с колебаниями систем со многими степенями свободы Классическим аналогом рассматриваемой задачи об определении массовых состояний в минимуме потенциала является задача о нахождении собственных частот малых колебаний системы с несколькими степенями свободы (диагонализация квадратичной формы), причем параметры, определяющие интенсивность взаимодействия являются комплексными.

6. Scalar sector for MSSM The main contribution to self-couplings due to Yukawa 3rd generation couplings. The corresponding potential with CPV sources

7. Matrix elementsai1 and coupling with Z-boson h1=a11 h + a21 H + a31 A g2hiZZ/g2HZZ(SM) A H h μ = 2 TeV, At=Ab= 1 TeV, tgβ =5, MSUSY =0.5 TeV, mH±=150 GeV

8. Integration and summation method Finite temperature field theory: Feynman diagrams with boson propagators, containing Matsubara frequencies, lead to structures of the form temperature

9. 1 0,8 0,6 0,4 0,2 0 -0,2 -0,4 -0,6 -0,8 -1 Msusy=500GeV, T=0. Msusy=500GeV, T=200GeV. mQ=500GeV, mU=800 GeV, mD=200GeV,T=0. mQ=500GeV, mU=800 GeV, mD=200GeV,T=200GeV. mQ=500GeV, mU=800 GeV, mD=200GeV,T=200GeV, Log Parameters of the finite temperature effective potential T, GeV

10. Effective potentialU(v1,v2)at the critical temperatureT=120 GeV, =0

11. Effective potentialU(v1,v2) at the critical temperatureT=120 GeV and nonzero

12. Effective potential at finite temperature Mass term Critical temperature determination

13. Evolution of the critical parameters

14. Higgs bosons masses v, ГэВ T, ГэВ 180

16. mh and mHin the THDM mH, GeV mh, GeV

17. Conclusions • In the MSSM we calculate the 1-loop finite-temperature corrections from the squarks-Higgs bosons sector, reconstruct the effective two-Higgs-doublet potential and study possibilities of the electroweak phase transition in the full MSSM. • At large values of A and µ of around 1 TeV, favored indirectly by LEP2 and Tevatron data, the threshold finite-temperature corrections from triangle and box diagrams with intermediate third generation squarks are very substantial. • High sensitivity of the low-temperature evolution to the effective two-doublet and the MSSM squark sector parameters is observed, but rather extensive regions of the full MSSM parameter space allow the first-order electroweak phase transition respecting the phenomenological constraints at zero temperature.

18. Summary • The potential of the THDM in general case is not CP-invariant and the parameters λ5,6,7 of the two-doublet MSSM sector should be taken complex. • The deviations of the observable effects in the scenario with nondegenerated masses of the squark sector from the phenomenology of the standard scenario with degenerated scalar quarks masses can be substantial. • The deviations are large if the power terms |μAt|/MSUSY are large andthechargedHiggsbosonmassdoes not exceed 150-200 GeV, beingratherweaklydependent on tanβ. • Such models could lead to a reconsideration of some experimental properties for the signal of the Higgs boson production at the modern and future colliders.

20. Quantifying the Asymmetry

21. Parameters of the effective potential

22. Скалярный сектор NMSSM

23. Мотивация исследования CP-нарушения в суперсимметричных теориях Одно из самых важных следствийCP-нарушения – возможность объяснения асимметрии материя-антиматерия. Электрослабый бариогенезис может быть реализован в минимальном суперсимметричном расширении СМ, но его рассмотрение требует введения новых источников CP-нарушения в секторе третьего поколения скалярных кварков или в секторе калибрино-хиггсино. В минимальной суперсимметричной модели необходимо рассматривать легкий и тяжелый скалярные топ-кварки, для того чтобы имели место сильные фазовые переходы первого рода. В модели Next-to-MSSM (следующей за минимальной, НМССМ) отсутствуют ограничения на сектор третьего поколения. и возможно CP-нарушение в древесном потенциале.

24. Электрослабый бариогенезис ЭСФП I рода ⇔ легкий бозон CP-нарушение СМЛегкий бозон, mh<50 ГэВ, LEP: mhSM>114ГэВ CP-нарушение в матрице CKMслишком мало для генерирования достаточного барионного числа МССМЛегкий скалярный t-скваркОграничение на легчайший бозон Хиггса сужает возможное пространство параметров CP-нарушение в членахмягкого нарушения суперсимметрии Если CP-нарушение в скалярном секторе большое, то ЭСФП I рода подавлен. ДДМ Сильный ЭСФП I рода Vэфф(φ,T)Большие петлевые поправки к константам самодействия (в зависимости от CP-фазы) НМССМЛегкий бозонХиггса за счет малой константы gh1ZZНеисчезающая CP-фаза даже в древесном хиггсовском потенциале

25. Поправки к параметрам потенциала Хиггса МССМ (диаграммы «рыбы»), разные массовые параметры скалярных кварков

26. Поправки к параметрам потенциала Хиггса МССМ (логарифмические), разные массовые параметры скалярных кварков

27. Поправки к параметрам потенциала Хиггса МССМ (перенормировка поля), разные массовые параметры скалярных кварков

28. Ограничения на параметры модели

29. Ограничения на параметры модели

30. Ограничения на параметры модели

31. Источники CP-нарушения Мягкое нарушение SUSY CKM Явное CP-нарушение в МССМ с CP-сохранением МССМ с CP-нарушением

32. CP-нарушениевСМ переход в массовый базис верхние левые кварки, нижние левые кварки 3×3 матрица смешивания CKM 9 параметров - 3 угла и 6 фаз (3 поколения) 3 угла, δCKM–источникCP-нарушения

33. Диагонализация в локальном минимуме Для устранения недиагональных членов hA и HAпроводится ортогональное преобразование в секторе (h, H, A)=aijhj: где массовая матрица имеет вид

34. Заключение В заключение подчеркнем, что понимание происхождения материи – одна из основных проблем современной физики частиц. С точки зрения теоретического понимания и последних экспериментальных данных наиболее предсказательными для объяснения барионной асимметрии представляются сценарии электрослабого бариогенезиса в расширениях Стандартной модели, а также лептогенезиса и механизма Аффлека–Дайна. Исследование фазовых переходов в суперсимметричных моделях с явным нарушением СР-инвариантности низкоэнергетического эффективного хиггсовского потенциала может привести к фундаментальным выводам о природе механизмов генерации избытка барионов во Вселенной и возможностях генерации барионной асимметрии в рамках расширений Стандартной модели. 34

35. Parameters of the effective potential

36. Mass of the lightest Higgs boson mh1,GeV mh1,GeV mh,GeV φ=arg(µA) φ=arg(µA) Msusy=500GeV mQ=500GeV, mU=800GeV, mD=200GeV mH±=300GeV

37. Mass of the lightest Higgs boson mh1,GeV mh1,GeV φ=arg(µA) φ=arg(µA) Msusy=500GeV mQ=500GeV, mU=800GeV, mD=200GeV mH±=190GeV

38. Masses of the Higgs bosons mh3,GeV mh3,GeV mh2,GeV mh2,GeV mh1,GeV mh1,GeV φ=arg(µA) φ=arg(µA) Msusy=500GeV mQ=500GeV, mU=800GeV, mD=200GeV mH±=300GeV

39. Masses of the Higgs bosons mh3,GeV mh3,GeV mh2,GeV mh2,GeV mh1,GeV mh1,GeV φ=arg(µA) φ=arg(µA) Msusy=500GeV mQ=500GeV, mU=800GeV, mD=200GeV mH±=190GeV

40. Branching ratios mH±

41. Branching ratios mH± φ=arg(µA)

42. Sakharov’s Conditions for Baryogenesis • Necessary requirements for baryogenesis: • Baryon number violation • CP violation • Non-equilibrium •  Γ(ΔB>0) > Γ(ΔB<0) • Possible new consequences in • Proton decay • CP violation

43. Condition of the strong first order transition The first order phase transition is needed for a bubble nucleation. The sphaleron transition rate should be suppressed in the broken phase at the critical temperature, in order not to erase the created baryon number. This condition is expressed as Strong first order phase transition.

44. mh in the THDM mh, GeV mh<190 GeV LEP mh>114.4 GeV

45. mH in the THDM mH, GeV mH>200 GeV

46. Finite temperature effective potential in the SM

47. Threshold corrections (left and central diagram) and diagram contributing to the wave-function renormalization (right) "Fish" diagrams