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Elle en a d’la chance, comme dirait Blanche.
#metoo hôpital
C’est le témoignage du jour, celui d’une infirmière, à propos de ce pervers pépère d’Abbé Pierre.
Quel merdier pour les communautés Emmaüs.
Et ceux/celles qui avaient reçu des plaintes doivent pas en mener large. -
Peut-être qu’il voulait juste se relever et qu’il s’est accroché là où il a pu Pierrot
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benh ouais et pis faut qu’elles arrêtent d’exciter tout le monde avec leurs corps sous leurs blouses, là
et puis pas d’culotte, sérieux
J’espère qu’il s’éclate au paradis Pervers PierrePierre
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Aaah moi je sais pas, je n’y étais pas. Peut-être que c’était une petite gâterie en échange des plus beaux meubles du dernier arrivage avant l’arrivée des antiquaires Que sais-je?🤔🤷🏿♀️
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te lire sur le passage en premier lieu des brocanteurs et antiquaires chez les Emmaüs me fait sourire: oui, ça marche comme ça, et pour les ’ ventes spéciales ’ , celle de l’été par ex., ils aident les compagnons à fixer les prix de ces journées événements.
Perso, comme pour les soldes, j’aime passer après le rush, fouiller dans ce que les autres ont laissé, quoi.
Et j’y trouve plein de chouettes trucs, pour le plus grand malheur de l’homme sexy en bottes et bermuda gris qui se demande invariablement ce que je vais foutre avec tout ça et où je vais encore bien pouvoir caser toutes ces merdes.
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Ce n’est/n’était pas un saint a-t-elle ajouté
euh, benh non, pas un saint, un homme, un saint homme? peut-on encore dire que l’Abbé fut un saint homme, avec ses désirs de chair brimés par l’institution qu’il a choisi de servir/où il bossait?
oui, un Big OUI et avec tous ceux/celles qui ont oeuvré à ses côtés.
Au moins autant que Coluche et ses restos du 💜 fut comique.
En espérant que des mineur.es se réveillent pas en masse pour témoigner ce matin.
#ouiaumariagedesgensdegliseputain-
M’enfin la mise à disposition dans un contexte légal d’un corps féminin pour soulager les violeurs c’est pas vraiment très chouette
Pour moi le lien entre viol et interdiction du mariage ne peut être faite que dans un contexte de cerveau malade-
« la mise à disposition dans un contexte légal d’un corps féminin pour soulager les violeurs » = la meilleure définition du mariage !
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en effet,
tout comme la poitrine, parfois généreuse, d’une infirmière qui, sous les yeux avides d’un moribond que la vie pleine re-tente ainsi ( vla les beaux balloons cf.Gotlib par exemple) apparaîtra comme un pompon de manége à l’enfant qui se souvient? (cerveau affaibli, malade?)-
Nous deux
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« Si la femme mariée se distingue de la courtisane ordinaire, c’est seulement parce quelle ne loue pas son corps à la pièce, comme une salariée, mais le vend une fois pour toutes, comme une esclave. »
Engels – L’origine de la famille, de la propriété privée et de l’Etat.
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… M’enfin la mise à disposition dans un contexte légal d’un corps féminin pour soulager les violeurs c’est pas vraiment très chouette / ….
la base des catho: le miracle de la naissance de Jésus 🤣On déterrerait pas des tofs de Marie-Madeleine en mère porteuse des fois?
Ça aurait d’la gueule ça, allez!
(et me fait pas dire/faire des liens avec prostitution et que sais-je, hein. Claire N)
merci d’avance. -
@Claire N
Oui, et je ne suis pas certain que ce lien soit pertinent, en fait. Il faudrait voir. Je ne pense pas qu’il y ait plus de violeurs ou d’agresseurs dans une institution religieuse qu’ailleurs. Il y a même des hommes qui ont une vie sexuelle active et très régulière qui violent ou agressent sexuellement des femmes.
Par exemple, dans les communautés sectaires très fermées, il ne semble pas qu’on trouve plus de violeurs, mais on trouve souvent plus de victimes. La raison est simple : dans une communauté sectaire, les violeurs sont couverts par la hiérarchie et les victimes sont méthodiquement réduites au silence et menacées d’ostracisme. Résultat : là où un violeur, dans la société ouverte, fera, par exemple, 3 victimes en 4 ans avant de se faire attraper, un violeur dans une communauté sectaire, du fait de son impunité totale, fera 30 victimes en 25 ans.
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@Tristan et @riviere
Affirmation radicale sans doute, mais elle me paraît oublier une dimension du mariage contemporain : le consentement et le désir partagé de se marier, tout de même. L’institution bourgeoise critiquée par Engels n’est-elle pas celle de son époque, avec les unions très normées par les familles, la séquestration de la femme qui devient, dans ce cadre, une machine à reproduire la famille, les implications financières des unions, etc.? Je pense notamment à Thérèse Desqueyroux, de Mauriac, où la famille bourgeoise apparaît comme un système totalitaire en miniature, une séquestration du corps de la femme qui appartient désormais officiellement à son mari, avec tout l’enjeu de la propriété des terres et des forêts de pins qui fonde cette union.
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Mais le mariage contemporain n’est pas constitué ainsi. Pas certain qu’on puisse dire que c’est encore une institution bourgeoise d’ailleurs, si on regarde la pratique de cette union dans les classes populaires et moyennes.-
« Les liens sacrés du mariage » Oui c’est vrai pour beaucoup de gens sur la planète et c’est joli
Oui aussi Émile: ce qui était vrai hier et qui a fait écrire à Engels et à d’autres ce qu’ils ont écrit était juste pour leur temps
Il y a toujours des mariages/ droit de cuissage de nos jours mais aussi beaucoup de mariages d’amour et beaucoup de divorces aussi.
Quant aux hypocrisies religieuses qui créent des monstres: violeurs pédophiles, violeurs tout court.
La sexualité disparaît d’elle-même au moment dû pour un serviteur ou servante de Dieu si elle doit disparaître
L’imposition du célibat , l’interdiction d’un compagnonnage , l’imposition de la chasteté est juste criminelle et signe d’ignorance totale.
Marie n’était pas vierge PHYSIQUEMENT. Elle l’était SPIRITUELLEMENT. On nous en a raconté des sornettes! Ça fait un bail que ça dure!
Permettre aux gens qui font le choix de se consacrer à Dieu de choisir et basta-
@Graindorge
Oui, c’est la position la plus juste en effet.
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Et ne pas réduire la chasteté à un statut physique relatif à l’effectivité ou non des relations sexuelles. La chasteté, c’est d’abord une vertu qui consiste à ne pas réduire l’autre à un objet sexuel, chose difficile quand on observe un peu le désir humain, toujours prompt à réifier ce qui peut lui servir de nourriture appétissante.
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En ce sens, un individu peut être beaucoup plus chaste au cœur d’une relation sexuelle qu’un religieux qui ne goûte pas aux plaisirs de la chair mais qui bouillonne à l’intérieur de lui-même devant un corps qu’il croise en passant.
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C’est la raison pour laquelle la chasteté au sens courant du terme ne peut être qu’un choix consenti : non pas une privation, mais une évidence et un mode d’être rendu possible par une vie intérieure suffisamment intense pour que ce mode de vie ne soit pas vécu dans une tension infernale et vouée à exploser à la première occasion. C’est sans doute très rare.
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Quant à l’affaire de l’Abbé Pierre, la bourgeoisie doit désormais être soulagée : ses discours et son engagement seront à jamais neutralisés et ensevelis sous le poids de cette affaire. Ce petit Abbé, qui était une mauvaise conscience très embarrassante pour la bourgeoisie, pourra désormais être écarté en toute bonne conscience. Evidemment, on ne s’interrogera pas sur les travers du désir humain universellement partagés (on ne voit pas pourquoi un abbé échapperait à cette condition), ni sur le contenu précis de ces témoignages – il faudrait pour cela des journalistes intéressés par le réel, ce qui est devenu très rare. On se contentera de condamner et d’éliminer.
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Caroline de Haas a bien fait son travail. Après avoir navigué dans l’appareil d’Etat au sein des ministères, après avoir bien pataugé dans les partis de droite qui se font passer pour la gauche (le PS), elle peut tirer les dividendes de son cabinet de conseil (!!!) sur l’égalité homme/femme. Cabinet de conseil très rentable économiquement, dit-on, comme tout cabinet de conseil qui se respecte, et qui fera de cette affaire une campagne de promotion assurément très juteuse sur le plan financier. Comme quoi, les marchands font feu de tout bois, et les bourgeois finissent toujours par s’entendre sur l’essentiel. Ils se divisent le travail.-
chaste = Qui réprime ses désirs sexuels
Donc c’est par qu’il bouillonne à l’intérieur de lui-même devant un corps qu’il croise en passant et qui le RÉPRIME qu’il est une personne chasteEmile à déformer les mots tu finis par déformer la pensée.
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JeanMonnaie, qu’on ne s’étonne pas de voir adhérer spontanément aux versions les plus répressives de la vie religieuse, fruit d’un long héritage du « Dieu pervers » construit par les institutions religieuses avides de pouvoir et d’ordre au cours des siècles – héritage qui n’est pas univoque néanmoins, car comme toute domination, il y a des résistances au sein même de l’institution.
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Par ailleurs, en matière de pensée, on ne peut pas se satisfaire de la définition d’un dictionnaire. C’est un point de départ, mais pas le point d’arrivée.-
La base de l’universalisme, que tu aimes mettre en caractère gras, est un terreau commun pour se comprendre, et cela commence par ne pas travestir les mots. Surtout lorsque le but est d’arriver à une définition qui est l’inverse du mot original. Tu pourrais arriver au même point en contestant tout simplement le principe de chasteté, ce qui éviterait le numéro d’équilibriste qui ne peut que se terminer dans le ravin. Il existe encore aujourd’hui des monastères où ton séjour doit s’accompagner d’un vœu de silence absolu. Selon ta logique, ce sont les versions les plus répressives de la vie religieuse. Tu les trouves répressives parce que tu ne comprends pas le signifiant du vœu de silence comme tu ne comprends pas celui du vœu de chasteté. Obsédé par tes plaisirs et ta vision autocentrée du monde, tu ignores les autres et leur altérité.
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Oui papa.
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Pour ta gouverne : l’universel, ce n’est pas l’opinion commune.-
Et comme d’habitude, tu fais un contresens sur ce qu’on te dit. Le moine qui fait un vœu de silence fait un vœu qui vient de lui-même, et il a lui même choisit sont autorité, pour des raisons qui le regarde. Ce n’est donc pas de la répression, comme à la fameuse époque où on enfermait des jeunes filles au couvent, et dont le vœu de chasteté n’était qu’une apparence trompeuse.
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On est passé de l’abbé pierre qui fait vœu de chasteté à certaines jeunes filles du couvent forcées par leurs parents.
Encore un boxeur KO qui essaye de se relever. -
Je n’ai jamais dit que l’universel c’est l’opinion commune.
De rien fiston. -
L’universel, ce n’est pas non plus un « terreau commun » dont on devine bien ce qu’il signifie sous ta plume.
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La définition du dictionnaire est une base commune, un sens commun nécessaire qui fournit un point de départ pour la pensée, mais pas le point d’arrivée. -
L’universalisme cherche à établir des principes et des valeurs communs à toute l’humanité, et cela nécessite une base de communication claire et partagée. Déformer les mots ou leur sens conduit à des malentendus et à des conflits, ce qui me semble incompatible avec tes propres principes. Moi-même, n’étant pas un farouche défenseur de l’universalisme, je m’applique à parler à toutes les personnes de manière que mon propos soit compris par tous. Tu peux prendre l’exemple d’Asselineau, Mélenchon ou Delesquen qui, bien que leurs pensées soient parfois complexes, font toujours des efforts pédagogiques pour être compris de tous. Le fait que la gauche radicale, que ce soit chez les intellectuels ou les militants, ait une appétence à travestir les mots, voire même à toucher à l’ésotérisme et à jouir de ne pas être comprise, me semble trahir vos idéaux. En réalité, le premier venu de droite applique mieux vos principes que vous-mêmes.
Qu’est ce que tu devines exactement ? Encore la jouissance d’être mal compris.
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DU BALAIS SAUPIQUET !!
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je t’ai bien lu Émile
j’ajouterai juste que l’énergie sexuelle « économisée » sert aussi au travail spirituel
On peut aussi l’économiser tout en ayant
des relations d’amour
J’aime ce que tu dis sur la chasteté C’est bien ça
Et redonner le vrai sens à l’expression » faire l’amour »
mais là aussi faire gaffe car les gens ont été muselés tellement longtemps qu’on comprend aussi les relations sexuelles sans entrave, sans amour juste le plaisir mutuel . Chacun.e faisant ses choix…Même si malheureusement il y a des choses bien tristes aussi
Dans une interview de Michel Franco que j’ai eu le plaisir de lire et de traduire ( entrée/topic/fil Michel Franco) il dit 2 ou 3 choses
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à Emile : La plupart des mariages contemporains ne ressemblent sans doute pas à celui de Thérèse Desqueyroux, tu as raison. Mais :
* les enjeux financiers, les rapports de pouvoir, ne sont pas absents des mariages ; j’avais lu un livre lumineux, Le Genre du capital, de Gollac et Bessière, très documenté, très précis. on voyait bien où venait se nicher ce qu’on appelle rapidement les inégalités dans le mariage ;
* je suis très prudent avec l’évocation de la notion de « consentement », comme je le suis de manière générale avec celle de libre arbitre, tant les conditions sociales de production du consentement sont déterminantes.
* je n’ai pas de théorie qui me satisfasse pleinement sur ce point, mais je constate en moi et en d’autres êtres proches une sorte de mémoire sociale inconsciente : quelque chose de Thérèse Desqueyroux joue en moi, contre quoi je lutte – parce que je suis en couple hétérosexuel et qu’il me semble que c’est un gros chantier.-
@Tristan
Oui, les rapports financiers jouent encore, mais différemment dans un pays comme la France. Tout cela n’exclut pas les rapports de force, tu as raison. Mais je pense que ces rapports ont changé de nature dans la plupart des cas.
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La nature du couple me paraît de toute façon soulever un problème central difficile à dépasser : la tension entre liberté et dépendance, pour le dire vite. Quand on aime, on est de toute façon très dépendant de la personne qu’on aime, et la question se pose de savoir comment demeurer libre dans une telle dépendance. Et il y a un effet miroir là dedans : on voudrait que l’autre soit dépendant de nous, et en même temps, on ne peut pas aimer une personne qui serait intégralement soumise à notre désir, car c’est un tue l’amour. Raison pourquoi on ne peut aimer une personne que si elle garde une indépendance en réserve, alors même qu’on supporte parfois assez mal l’idée que cette indépendance à notre égard soit trop forte. On voudrait que l’autre soit à la fois dépendant et indépendant.
Cette contradiction me semble toujours un peu jouer dans les relations de couple, et c’est là qu’il y a des rapports de force, quelles que soient les formes sociales et institutionnelles de l’union. Il me semble que la vie apporte les réponses qu’elle peut à ce problème : union libre, mariage, PACS, concubinage simple, Dom Juan, etc.
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Pour ce qui est du consentement, sans partir sur une discussion métaphysique à propos de l’existence ou de la non-existence de la liberté, je pense qu’on peut tout de même s’accorder sur le fait que le mariage est souvent, aujourd’hui, le fait d’un désir partagé. Une amie s’est mariée récemment : elle voulait consacrer son couple dans une union publique, comme son mari. C’était un « mariage d’amour », comme on dit. Que des déterminations sociales viennent peser sur la forme de cette « consécration » ne fait aucun doute, mais ça n’enlève pas grand chose au fait que c’est par amour qu’ils se sont mariés.
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« quelque chose de Thérèse Desqueyroux joue en moi, contre quoi je lutte »
C’est-à-dire que tu ne songes pas à distiller quotidiennement une petite quantité de poison à ta compagne? (Humour : ma question demande plutôt ce qui, en Thérèse Desqueyroux, « joue en toi »). -
up
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Je suis plus déterminé que toi mon petit Emile.
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Je sais JÔrage, et je n’aurais pas le temps et l’envie de jouer ce jeu. Peut-on te demander d’arrêter de rompre les discussions des autres?
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Emile Novis: Tu peux toujours demander mais c’est pas dit que je m’en soucie.
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Et peux-tu t’en soucier?
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Emile Novis: Non.
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Ok. Je ne sais pas ce qu’il s’est passé sur ce forum, mais j’ai cru comprendre qu’il y avait une embrouille entre deux ou trois membres. Je n’ais pas envie d’en savoir plus, mais je crois comprendre la conséquence : une forme de « punition collective ». Je me trompe?
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Emile Novis: Si tu ne veux pas en savoir plus, tu t’abstiens de la ramener.
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Je m’abstiens surtout de regarder des choses qui ne me regardent pas et que je n’ai pas suivie. Ce qui me regarde, à l’inverse, c’est bien la forme de « punition collective » et de modération officieuse qui découle de cette affaire.
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Emile Novis: Tu perds ton temps.
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Ok. Merci pour le conseil. J’abandonne.
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Emile Novis: Tu fais bien. Et si jamais l’envie de te plaindre te reprends, tu te tournes vers François. Il aurait pu prendre sur lui, il aurait pu laisser pisser, je me serais contenté de constater qu’il s’en tenait là et je n’aurais plus jamais pris la peine de poster dans le coin. Il a préféré en rajouter car il n’est pas foutu de se tenir donc comme convenu, j’ai repris mon numéro.
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Si Demi Habile est un sale con, ce n’est pas de sa faute mais celle des autres, et cela le pousse à faire son numéro de zinzin. Si tu contestes sa vérité, c’est que tu es psychophobe.
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JeanMonnaie: De mon point de vue la psychophobie n’existe pas mais essaye encore mon grand, peut être que tu finiras par m’atteindre.
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Ce qui ne change rien que tu justifie ton comportement de merde par la faute des autres.
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JeanMonnaie: Bah si, c’est juste que tu ne veux pas le regarder en face car ça te condamnerait à devoir reconnaitre que tu adores la ramener sans jamais comprendre de quoi tu causes.
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J’ai bien compris que tu es un grand dadet de plus de 40 ans qui spamme un forum parce que tu ne supportes pas la critique. On espère tous que tu te fasses soigner, et vite.
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JeanMonnaie: Je n’ai pas 40 ans donc t’as rien compris à rien. Comme d’habitude.
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Demi habile est un peu le Netanyahu du forum
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Monami: Ca vous fout la haine hein de voir à quel point je vous la mets.
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aucune haine juste un fun fact comme ça en passant
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Monami: Cool story bro
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merci benjie
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Tu ne réponds toujours pas au principal.
Tu es un gros bébé qui spam comme un gamin de 8 ans. -
JeanMonnaie: Quel principal mon grand? Tu veux que j’organise un vote pour mon départ en jurant sur la tête de tes gamins?
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Juste que tu admets faire chier le monde car tu ne supporte pas la critique et que la frustration réactive ton côté zinzin.
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JeanMonnaie: Tu veux pas ouvrir un thread pour qu’ils fassent un vote afin de savoir si tu peux rester dans le coin?
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Tu peux répondre ?
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JeanMonnaie: Tu veux que je répondre à quoi le nazillon fini à la pisse?
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Juste que tu admets faire chier le monde car tu ne supporte pas la critique et que la frustration réactive ton côté zinzin.
Alors ? -
JeanMonnaie: Alors ferme ta gueule non?
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Je note tu n’assumes pas.
Ok -
JeanMonnaie: Ou peut être que j’en ai rien à foutre de ce qu’un raté de ton genre peut penser.
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Va savoir. -
Pour botter en touche 5 fois de suite si.
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refais un vote d’exclusion stp sa urge la
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… Pour moi le lien entre viol et interdiction du mariage ne peut être faite que dans un contexte de cerveau malade / ….
Allons allons, Claire N, peloter deux seins n’est pas encore requalifié en viol.
Encore heureux, non?
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certes mais comment tries-tu alors les personnes à qui l’institution va infliger un tel carcan (l’obligation de soi-disant ‘ non conso de chair ‘ n’étant qu’une connerie parmi bien d’autres.)
Le catholicisme est une religion de faux-cul pour moi.
Et dans le cas de l’abbé Pierre. ceux et celles qui le fantasmait en Saint ont/avait, eux/elles aussi, le cerveau malade et ceux qui ont reçu, â l’époque des faits, les plaintes: cerveaux malades itou
#protegeonsnotrecerveauilestprecieux-
qu’on jette lun peu d’opprobre sur les vivants détenteurs des témoignages qu’ils ont tus également et, en attendant, qu’on déterré la dépouille de l’Abbé tant qu’on y est (doit être facile à empaqueter le pépére à cette heure-ci) pour l’emmener en place de grève, avec Mélenchon: les 3/4 du territoire français seront apaisés 2/3 jours? la belle affaire.
C qui le prochain? -
« En amour il n’y a pas de bons et de méchants. L’individu le plus honnête peut se transformer en le plus ignominieux des bourreaux. C’est bien pour quelque chose que mère Teresa a fait voeu de chasteté. Les saints, les êtres touchés par la grâce ne rentrent pas de nos jours en Amour, du moins pas au sens de l' »eros ». C’est pourquoi le maintien du célibat des prêtres, sur lequel l’Eglise catholique ne veut pas revenir, est l’expression d »une sagesse profonde, et non point d’un conservatisme aveugle comme on le prétend d’habitude. »
Marcela Iacub « Aimer tue »
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Mère Térésa n’était pas une servante de Dieu
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mais il paraît que c’était une sacrée coquine,
tout comme sainte thérése d’ailleurs
– dès que quelqu’un.e croise un sketch sur ces paroles qui se libèrent à propos de pervers PierrePierre, merci de les partager surtout, hein?
bien hâte,
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ah ça j’aime bien: s’adresser à moi (putain, va pleuvoir des fers à repasser) en partageant les dires de cette Chère Marcela (à qui/pour qui j’ai dédié un topic) YES
Après, on est pas à l’abri de voir quelqu’un.e se réveiller pour parler du côté sombre de la mère Térésa non plus, tu sais.
Plutôt que de viser à s’améliorer, on peut préferer démolir les icônes ou faire croire qu’on est trop fâché de voir chez quelqu’un.e pas loin d’être quelqu’un de bien, juste des défauts, des travers bien humains.
Faut quand même sacrément se faire chier.
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Là il n’ y avait pas un Saint mais 2 seins dont la propriétaire s’est plainte d’avoir été molestés. A t-elle porté plainte?
Si oui, quoi?
C’est l’été. Des gens au pouvoir vont encore nous la mettre jusque là sans beurre et même pas pour nous le garder pour les épinards et on est là à deviser sur « il y a 20 ans l’abbé Pierrot OUI ou NON a-t-il ou patil?
Il FAUT SAVOIR-
C’est bien juste ce que je voulais lire ici en réponse, en vrai.
Ça me fait un 2e trou au cul cette histoire et ça m’embrouille du coup.
Merci.
Rip à l’abbé.-
Ah!
Carpentina je vais vite aller nager et me mettre à l’ombre avec Roberto Bolaño » Los detectives salvajes »
Les détectives sauvages
Baîetas
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Phenom ´ enologie du Higgs aupr ´ es des collisionneurs hadroniques : `
du Modele Standarda la Supersymetrie. ´
R´esum´e
Cette these, conduite dans le contexte de la rcherche du boson de Higgs, derniere pi`ece
manquante du m´ecanisme de brisure de la sym´etrie ´electrofaible et qui est une des plus importantes recherches aupr`es des collisionneurs hadroniques actuels, traite de la ph´enom´enologie
de ce bosona la fois dans le Modele Standard (SM) et dans son extension supersym´etrique
minimale (MSSM). Apres un r´esum´e de ce qui constitue le Modele Standard dans une premi`ere partie, nous pr´esenterons nos pr´edictions pour la section efficace inclusive de production
du boson de Higgs dans ses principaux canaux de production aupr`es des deux collisionneurs
hadroniques actuels que sont le Tevatron au Fermilab et le grand collisionneur de hadrons
(LHC) au CERN, en commen¸cant par le cas du Mod`ele Standard. Le principal r´esultat pr´esent´e est l’´etude la plus exhaustive possible des diff´erentes sources d’incertitudes th´eoriques
qui p`esent sur le calcul : les incertitudes d’´echelles vues comme une mesure de notre ignorance
des termes d’ordre sup´erieur dans un calcul perturbatif `a un ordre donn´e, les incertitudes reli´ees aux fonctions de distribution de partons dans le proton/l’anti–proton (PDF) ainsi que
les incertitudes reli´ees `a la valeur de la constante de couplage fort, et enfin les incertitudes
provenant de l’utilisation d’une th´eorie effective qui simplifie le calcul des ordres sup´erieurs
dans la section efficace de production. Dans un second temps nous ´etudierons les rapports
de branchement de la d´esint´egration du boson de Higgs en donnant ici aussi les incertitudes
th´eoriques qui p`esent sur le calcul. Nous poursuivrons par la combinaison des sections efficaces
de production avec le calcul portant sur la d´esint´egration du boson de Higgs, pour un canal
sp´ecifique, montrant quelles en sont les cons´equences int´eressantes sur l’incertitude th´eorique
totale. Ceci nous ameneraa un r´esultat significatif de la th`ese qui est la comparaison avec l’exp´erience et notamment les r´esultats des recherches du boson de Higgs au Tevatron. Nous irons
ensuite au-dela du Modele Standard dans une troisieme partie ou nous donnerons quelques
ingr´edients sur la supersym´etrie et sa mise en application dans le MSSM o`u nous avons cinq
bosons de Higgs, puis nous aborderons leur production et d´esint´egration en se focalisant sur
les deux canaux de production principaux par fusion de gluon et fusion de quarks b. Nous
pr´esenterons les r´esultats significatifs quant `a la comparaison avec aussi bien le Tevatron que
les r´esultats tr`es r´ecents d’ATLAS et CMS au LHC qui nous permettront d’analyser l’impact
de ces incertitudes sur l’espace des param`etres du MSSM, sans oublier de mentionner quelques
bruits de fond du signal des bosons de Higgs. Tout ceci va nous permettre de mettre en avant
le deuxieme r´esultat tres important de la th`ese, ouvrant une nouvelle voie de recherche pour
le boson de Higgs standard au LHC. La derni`ere partie sera consacr´ee aux perspectives de
ce travail et notamment donnera quelques r´esultats pr´eliminaires dans le cadre d’une ´etude
exclusive, d’un int´erˆet primordial pour les exp´erimentateurs.
Mots-clefs : Mod`ele Standard, Higgs, Supersym´etrie, Chromodynamique quantique, incertitudes th´eoriques.Abstract
This thesis has been conducted in the context of one of the utmost important searches at
current hadron colliders, that is the search for the Higgs boson, the remnant of the electroweak
symmetry breaking. We wish to study the phenomenology of the Higgs boson in both the
Standard Model (SM) framework and its minimal Supersymmetric extension (MSSM). After
a review of the Standard Model in a first part and of the key reasons and ingredients for
the supersymmetry in general and the MSSM in particular in a third part, we will present the
calculation of the inclusive production cross sections of the Higgs boson in the main channels at
the two current hadron colliders that are the Fermilab Tevatron collider and the CERN Large
Hadron Collider (LHC), starting by the SM case in the second part and presenting the MSSM
results, where we have five Higgs bosons and focusing on the two main production channels that
are the gluon gluon fusion and the bottom quarks fusion, in the fourth part. The main output
of this calculation is the extensive study of the various theoretical uncertainties that affect the
predictions: the scale uncertainties which probe our ignorance of the higher–order terms in a
fixed order perturbative calculation, the parton distribution functions (PDF) uncertainties and
its related uncertainties from the value of the strong coupling constant, and the uncertainties
coming from the use of an effective field theory to simplify the hard calculation. We then
move on to the study of the Higgs decay branching ratios which are also affected by diverse
uncertainties. We will present the combination of the production cross sections and decay
branching fractions in some specific cases which will show interesting consequences on the
total theoretical uncertainties. We move on to present the results confronted to experiments
and show that the theoretical uncertainties have a significant impact on the inferred limits
either in the SM search for the Higgs boson or on the MSSM parameter space, including some
assessments about SM backgrounds to the Higgs production and how they are affected by
theoretical uncertainties. One significant result will also come out of the MSSM analysis and
open a novel strategy search for the Standard Higgs boson at the LHC. We finally present in
the last part some preliminary results of this study in the case of exclusive production which
is of utmost interest for the experimentalists.
Keywords : Standard Model, Higgs, Supersymmetry, QCD, theoretical uncertainties.Remerciements
Trois ann´ees ont pass´e depuis que j’ai pouss´e pour la premi`ere fois les portes du Laboratoire de Physique Th´eorique d’Orsay, chaleureusement accueilli par son directeur Henk
Hilhorst que je remercie beaucoup. Trois ann´ees d’une activit´e intense, aussi bien dans
mes recherches scientifiques au LPT et au CERN, dans le groupe de physique th´eorique,
ou j’ai pass´e quelques moisa partir de la seconde ann´ee, que dans mes activit´es hors
recherche au sein de l’universit´e Paris-Sud 11. J’ai appris beaucoup et rencontr´e un certain nombre de personnes dont je vais me rappeler pour longtemps, si je ne les ´enum`ere
pas ici qu’elles veuillent bien me pardonner cela ne signifie pas que je les ai pour autant
oubli´ees.
Tout ceci n’aurait pu se faire sans les encouragements, les conseils et les discussions passionn´ees avec Abdelhak Djouadi, mon directeur de th`ese qui a guid´e ainsi mes
premiers pas de professionnel dans ma carri`ere de physicien th´eoricien des particules
´el´ementaires. Je l’en remercie profond´ement et j’esp`ere qu’il aura appr´eci´e notre collaboration autant que moi, aussi bien lors de notre travail qu’en dehors.
Je voudrais aussi remercier Rohini Godbole avec qui j’ai collabor´e sur la passionnante
physique du Higgs au Tevatron. Je ne peux non plus oublier Ana Teixeira pour son
soutien constant et les nombreuses discussions passionnantes aussi bien scientifiques que
personnelles que nous avons eues ensemble. Ma premi`ere ann´ee en tant que doctorant
lui doit beaucoup.
Je remercie aussi tous les membres de mon jury de th`ese et en particulier mes deux
rapporteurs qui m’ont certainement maudit d’avoir ´ecrit autant, non seulement pour le
temps qu’ils auront pris pour assistera ma soutenance et lire ma these, mais aussi pour
toutes leurs judicieuses remarques et questions.
Aussi bien le LPT que le CERN se sont r´ev´el´es des lieux tr`es enrichissants pour
le d´ebut de ma carri`ere scientifique. Je voudrais profiter tout d’abord de ces quelques
mots pour remercier les ´equipes administratives des deux laboratoires pour leur aide au
jour le jour, toujours avec le sourire, et pour toute leur aide dans mes divers voyages
scientifiques. Je remercie aussi tous les chercheurs de ces deux laboratoires pour toutes les
discussions que j’ai eues et qui m’ont beaucoup appris. Je pense tout particuli`erement
a Asmˆaa Abada eta Gr´egory Moreau d’un cˆot´e, `a G´eraldine Servant et Christophe
Grojean qui m’a invit´e `a venir au CERN, de l’autre. Je ne peux bien sur pas oublier les
doctorants et jeunes docteurs du groupe de physique th´eorique du CERN, Sandeepan
Gupta, Pantelis Tziveloglou et tous les autres, ainsi que L´ea Gauthier, doctorante au
CEA, que j’ai rencontr´ee au CERN : les magnifiques randonn´ees autour de Gen`eve
que nous avons faites ont ´et´e salutaires. Enfin je remercie aussi tous mes camarades
doctorants et jeunes docteurs du SINJE `a Orsay pour tous les merveilleux moments que
nous avons pass´es et toutes les discussions passionn´ees et passionnnantes, je ne vous cite
pas tous mais le cœur y est. Je pense quand mˆeme tout particulierementa mes camarades
ayant partag´e mon bureau et bien plus, Adrien Besse et C´edric Weiland, mais aussi `a
Guillaume Toucas, Blaise Gout´eraux et Andreas Goudelis. J´er´emie Quevillon qui va
prendre ma succession aupres de mon directeur de these n’est pas non plus oubli´e. Mes
amis de Toulouse eux aussi sont loin d’avoir ´et´e oubli´es et ont fortement contribu´e non
seulementa rendre exceptionnel mon stage de Master 2 mais aussi ma premiere ann´ee
de these, de loin en loin : mercia Ludovic Arnaud, Gaspard Bousquet, Arnaud Ralko,
Cl´ement Touya, Fabien Trousselet, mais aussi mes deux tuteurs Nicolas Destainville et
Manoel Manghi.
Je ne peux terminer sans exprimer ma profonde gratitudea ma famille eta mes amis
de longue date, qui se reconnaˆıtront. Anne, Charles, Elise, Gaetan, Lionel, Mathieu,
Matthieu, Patrick, Pierre, Rayna, Sophie, Yiting et tous ceux que je n’ai pas cit´es mais
qui sont dans mes pens´ees, ces mots sont pour vous ! Le mot de la fin revient `a ma
fianc´ee, Camille : sans ton profond amour et ton soutien constant, ces trois derni`eres
ann´ees auraient ´et´e bien diff´erentes, et certainement pas aussi f´econdes. Merci pour tout.
Acknowledgments
Three years have now passed since my first steps in the Laboratoire de Physique
Th´eorique at Orsay, where I have been warmly welcomed by its director Henk Hilhorst
that I thank a lot. They have been very intense, both in the laboratory and at the CERN
Theory Group in Geneva, where I spent some months starting from the second year. I
have learnt much, either within these labs or outside, encountered many people that I
will remember for a long time. If some of you are not cited in these acknowledgments,
please be kind with me: that does not mean I have forgotten you.
This would have never been possible without the constant encouragement, advices
and fruitful discussions with Dr. Abdelhak Djouadi, my thesis advisor, who guided my
first steps in theoretical particle physics research. I hope he got as much great time as
I had working with him and more than that.
I also would like to thank Pr. Rohini Godbole whom I worked with from time to
time on Higgs physics at the Tevatron. I cannot also forget Dr. Ana Teixeira for her
constant support and all the great discussions on various topics we had together. My
first year as a PhD candidate was scientifically exciting thanks to her.
I am very grateful to all the members in the jury for my defence, for the time they
would took and the useful comments. In particular I would like to thank my two referees
who certainly have cursed me for the length of the thesis.
The LPT environnement as well as the CERN Theory Group have been proven to be
very fruitful environnements for the beginning of my career. I then would like to thank
the administrative staff from both laboratories for their constant help in day–to–day life
and support when I had to travel for various workshops, conferences or seminars. I would
like to thank all the members of these two groups for the very passionate discussions
we had and where I have learnt a lot. I dedicate special thanks to Asmˆaa Abada and
Gr´egory Moreau on the one side, G´eraldine Servant and also Christophe Grojean, who
invited me to come by, on the other side. I cannot forget the PhD candidates and
post-doctoral researchers from the CERN Theory Group, Sandeepan Gupta, Pantelis
Tziveloglou and all the others, not to forget L´ea Gauthier, who is a PhD candidate
at the CEA and was at CERN at that time: the hiking we did in the Jura and Alps
around Geneva were great. I also would like to thank all my SINJE fellows at the
LPT, with whom I had so many great time and passionate discussions; you are not all
cited but I do not forget you. I dedicate special thanks to my office (and more than
office) friends Adrien Besse and C´edric Weiland, and also to Blaise Gout´eraux, Andreas
Goudelis and Guillaume Toucas. The next PhD candidate, J´er´emie Quevillon, who will
follow my path, is also thanked for the discussions we had. I finally cannot forget my
friends from Toulouse, where I did my Master 2 internship and whom I collaborated with
during my first PhD thesis year from time to time: many thanks to Ludovic Arnaud,
Gaspard Bousquet, Arnaud Ralko, Cl´ement Touya, Fabien Trousselet, and also to my
two internship advisors Nicolas Destainville and Manoel Manghi.
I now end this aknowledgments by expressing my deep gratitude and love to my family and long–time friends who will recognize themselves. Anne, Charles, Elise, Gaetan,
Lionel, Mathieu, Matthieu, Patrick, Pierre, Rayna, Sophie, Yiting and all the others,
these words are for you! The last word is for Camille, my fiancee: without your deep
love and constant support these three years would have been without doubts completely
different and not as fruitful.Contents
Introduction 1
I A brief review of the Standard Model of particle physics 5
1 Symmetry principles and the zoology of the Standard Model 6
1.1 A brief history of the Standard Model . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
1.2 Gauge symmetries, quarks and leptons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2 The Brout–Englert–Higgs mechanism 16
2.1 Why do we need the electroweak symmetry breaking? . . . . . . . . . . . 16
2.2 The spontaneous electroweak symmetry breaking . . . . . . . . . . . . . 19
II SM Higgs production and decay at hadron colliders 27
3 Where can the SM Higgs boson be hiding? 29
3.1 Theoretical bounds on the Higgs mass . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
3.2 Experimental bounds on the Higgs mass . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
4 Higgs production at the Tevatron 43
4.1 The main production channels . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
4.2 Scale variation and higher order terms . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
4.3 The PDF puzzle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
4.4 EFT and its uncertainties . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
4.5 Combination and total uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
4.6 Summary and outlook . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
4.A Appendix: analytical expressions for µR–NNLO terms in gg → H . . . . 90
5 Higgs production at the LHC 92
5.1 The main channel at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93
5.2 The scale uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
5.3 The PDF+αS uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 98
5.4 EFT . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102
5.5 Total uncertainy at 7 TeV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106
5.6 LHC results at different center–of–mass energies . . . . . . . . . . . . . 110
5.7 Summary and outlook . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115
6 Higgs decay and the implications for Higgs searches 116
6.1 Important channels for experimental search . . . . . . . . . . . . . . . . 116
6.2 Uncertainties on the branching ratios . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121
6.3 Combination at the Tevatron . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 125
6.4 Combination at the LHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 128
6.5 The Tevatron exclusion limit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 129
6.6 Summary of the results . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135
III The Minimal Supersymmetric extension of the Standard
Model 137
7 Why Supersymmetry is appealing 138
7.1 The hierarchy problem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
7.2 Coupling constants convergence at high energies . . . . . . . . . . . . . 140
7.3 SUSY and Dark Matter searches . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142
8 Formal SUSY aspects 145
8.1 SUSY Algebra . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145
8.2 Superspace, superfields and superpotential . . . . . . . . . . . . . . . . . 149
8.3 Soft SUSY breaking . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 153
9 The Minimal Supersymmetric Standard Model 156
9.1 Fields content: Higgs and SUSY sectors of the MSSM . . . . . . . . . . 156
9.2 The Higgs sector and the number of Higgs doublets . . . . . . . . . . . . 161
9.3 The MSSM is not the end of the story . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 168
IV MSSM Higgs(es) production and decay 171
10 The MSSM Higgs sector at hadron colliders 173
10.1 SUSY corrections to Higgs couplings to fermions . . . . . . . . . . . . . 173
10.2 Model independence of the results . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 177
11 MSSM Higgs production at the Tevatron 180
11.1 Gluon–gluon fusion and bottom quarks fusion . . . . . . . . . . . . . . . 181
11.2 The scale uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184
11.3 The PDF and αS uncertainties . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 186
11.4 The b–quark mass uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 187
11.5 Summary and combination of the different sources of uncertainties . . . . 190
12 MSSM Higgs production at the LHC 192
12.1 Gluon–gluon fusion and bottom quarks fusion channels . . . . . . . . . . 192
12.2 The scale uncertainty at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 194
12.3 The PDF and αS uncertainties at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . 195
12.4 The b–quark mass issue . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 197
12.5 Combination and total uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 198
12.6 The case of the charged Higgs production in association with top quark
at the LHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 201
13 Higgs→ τ τ channel and limits on the MSSM parameter space 209
13.1 The main MSSM Higgs branching ratios . . . . . . . . . . . . . . . . . . 209
13.2 Combination of production cross section and Higgs→ τ τ decay . . . . . 212
13.3 Impact of the theoretical uncertainties on the limits on the MSSM parameter space . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 219
13.4 Consequences on the SM H → τ τ search at the LHC . . . . . . . . . . . 224
13.5 Summary and outlook . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 226
V Perspectives 229
14 Exclusive study of the gluon–gluon fusion channel 230
14.1 Exclusive SM Higgs production . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231
14.2 SM Backgrounds . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 234
Conclusion 236
A Appendix : Synopsis 240
A.1 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 240
A.2 Production et d´esint´egration du boson de Higgs du Mod`ele Standard . . 244
A.3 Le Mod`ele Standard Supersym´etrique Minimal (MSSM) . . . . . . . . . . 252
A.4 Production et d´esint´egration des bosons de Higgs supersym´etriques . . . 256
A.5 Perspectives . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 261
References 263
List of Figures
1 Feynman diagrams at the Born level for the process e
+e
− → W+W− . . 17
2 Higgs potential in the case of a real scalar field, depending on the sign of
the mass term . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
3 Higgs potential in the case of the SM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
4 Tree–level SM Higgs boson couplings to gauge bosons and fermions . . . 25
5 One–loop SM Higgs boson couplings to the photons and the gluons . . . 25
6 Feynman diagrams up to one–loop correction for the Higgs self–coupling 34
7 Theoretical bounds on the Higgs mass in function of the scale of new
physics beyond the SM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
8 Electroweak precision data . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
9 Indirect constraints on the SM Higgs boson mass . . . . . . . . . . . . . 40
10 95%CL exclusion limit on the SM Higgs boson mass at the LEP collider . 41
11 95%CL exclusion limit on the SM Higgs boson mass at the Tevatron collider 43
12 Feynman diagrams of the four main SM Higgs production channel . . . . 49
13 Some Feynman diagrams for NLO SM gg → H production . . . . . . . . 50
14 Some Feynman diagrams for NNLO SM gg → H production . . . . . . . 51
15 NLO QCD corrections to pp¯ → V
∗
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
16 NNLO QCD corrections to pp¯ → V
∗
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
17 Total cross sections for Higgs production at the Tevatron in the four main
channels . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
18 Scale variation in the gg → H process at the Tevatron . . . . . . . . . . 62
19 Scale variation in the pp¯ → W H process at the Tevatron . . . . . . . . . 67
20 Comparison between different PDFs sets in gg → H at the Tevatron
using CTEQ/ABKM/MSTW PDF sets for 90%CL uncertainties and
MSTW/ABKM/HERA/JR for central predictions comparison . . . . . . 70
21 Comparison between MSTW PDFs set and ABKM PDFs set predictions
in gg → H channel at the Tevatron as for the uncertainties related to
PDF+∆αs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73
22 The total PDF, PDF+∆expαs and PDF+∆exp+thαs uncertainties in gg →
H at the Tevatron using the MSTW PDFs set. . . . . . . . . . . . . . . . 75
23 Central predictions for NNLO pp¯ → W H at the Tevatron using the
MSTW, CTEQ and ABKM PDFs sets, together with their 90% CL PDF
uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76
24 Comparison between MSTW PDFs set and ABKM PDFs set predictions
in pp¯ → W H channel at the Tevatron as for the uncertainties related to
PDF+∆αs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76
25 b–loop uncertainty in gg → H at the Tevatron . . . . . . . . . . . . . . . 79
26 EW uncertainties in gg → H at the Tevatron . . . . . . . . . . . . . . . . 81
27 Production cross sections for gg → H at the Tevatron together with the
total theoretical uncertainties . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
28 Production cross sections for pp¯ → W H and pp¯ → ZH at the Tevatron
together with the total theoretical uncertainties . . . . . . . . . . . . . . 88
29 Total cross sections for SM Higgs production at the lHC . . . . . . . . . 95
30 Scale uncertainty at the lHC in gg → H at NNLO . . . . . . . . . . . . . 98
31 PDF and ∆exp,thαs uncertainties in gg → H at the lHC . . . . . . . . . . 99
32 Comparison between the predictions given by the four NNLO PDF sets
for gg → H at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100
33 Uncertainties due to EFT in the top quark and bottom quark loops of
gg → H at NNLO at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
34 Total uncertainty due to the EFT approach in gg → H at NNLO at the
lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
35 Central prediction with its total uncertainty for gg → H at NNLO at the
lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107
36 Central predictions for gg → H at NNLO at the lHC with √
s = 8, 9, 10
TeV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
37 Scale and total EFT uncertainties in gg → H at the LHC with √
s = 14
TeV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113
38 PDF+∆exp,thαs uncertainties and the comparison between the 4 NNLO
PDF sets in gg → H at the LHC with √
s = 14 TeV . . . . . . . . . . . . 113
39 Central prediction and total uncertainty in gg → H at NNLO at the LHC
with √
s = 14 TeV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113
40 SM Higgs decay channels on the interesting Higgs mass range . . . . . . 117
41 The Higgs decays branching ratios together with the total uncertainty
bands . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124
42 The production cross section times branching ratio for SM pp¯ → W H →
W b¯b and gg → H → W+W− at the Tevatron together with the total
uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 128
43 The production cross section times branching ratio for SM gg → H →
W+W− at the lHC together with the total uncertainty . . . . . . . . . . 129
44 The SM Higgs boson production cross section gg → H at the Tevatron
together with the total uncertainty using 4 different ways of adding the
theoretical uncertainties . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130
45 The CDF/D0 95%CL limit on the SM Higgs boson mass confronted to
our theoretical expectations in a naive approach. . . . . . . . . . . . . . . 132
46 The luminosity needed by the CDF experiment to recover their current
claimed sensitivity when compared to our theoretical expectations for the
uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135
47 One–loop corrections to the Higgs boson mass within the SM . . . . . . . 139
48 One–loop corrections to gauge couplings . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141
49 SU(3)c × SU(2)L × U(1)Y gauge couplings running from the weak scale
up to the GUT scale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142
50 Possible proton decay in SUSY theories without R–parity conservation . 143
51 The constrained NMSSM parameter space . . . . . . . . . . . . . . . . . 170
52 The impact of main one–loop SUSY corrections to the Φb
¯b coupling in
the MSSM at hadron colliders . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 178
53 Feynman diagrams for the bottom quark fusion process in the MSSM . . 184
54 The NLO gg → A and NNLO b
¯b→A cross sections at the Tevatron with
tan β = 30 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 185
55 Scale uncertainty in the gg → Φ and b
¯b → Φ processes at the Tevatron . 186
56 PDF+∆exp,thαs uncertainty in the gg → Φ and bb → Φ processes at the
Tevatron . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 187
57 The comparison between the MSTW, ABKM and JR prediction for the
NNLO bottom quark fusion cross section at the Tevatron . . . . . . . . . 187
58 Specific b–quark mass uncertainties in the gg → Φ and b
¯b → Φ processes
at the Tevatron . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 190
59 The gg → A and b
¯b → A cross sections at the Tevatron together with
their different sources of uncertainty and the total uncertainties . . . . . 191
60 The gg → Φ and b
¯b → Φ at the LHC for different center–of–mass energies 194
61 Scale uncertainty in the gg → Φ and b
¯b → Φ processes at the lHC . . . . 195
62 PDF+∆αs uncertainty in the gg → Φ and bb → Φ processes at the lHC . 196
63 Comparison between the different PDFs sets in the gg → Φ and b
¯b → Φ
processes at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 196
64 Specific b–quark mass uncertainties in the gg → Φ and b
¯b → Φ processes
at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 198
65 The gg → Φ and b
¯b → Φ cross sections at the lHC together with their
different sources of uncertainty and the total uncertainties . . . . . . . . 199
66 LO σ(gb → tL,RH−) cross section and polarization asymmetry at the lHC
in the MSSM in two benchmark scenarios as a function of tan β . . . . . 205
67 Scale and PDF dependence on top–charged Higgs asymmetry at the lHC 206
68 The impact of the NLO SUSY corrections on the top–charged Higgs asymmetry at the LHC with √
s = 14 TeV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 208
69 CP–odd A boson production in the pp¯ → A → τ
+τ
− channel at the
Tevatron together with the total uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . 215
70 The total uncertainties on the MSSM Higgs production in the gg → Φ
and b
¯b → Φ channels at the lHC including the impact of the Φ → τ
+τ
−
branching fraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 216
71 CP–odd A boson production in the pp → A → τ
+τ
− channel at the lHC
together with the total uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 219
72 The 95%CL limits on the MSSM parameter space using our theoretical
uncertainties confronted to the Tevatron results . . . . . . . . . . . . . . 221
73 The 95%CL limits on the MSSM parameter space using our theoretical
uncertainties confronted to the lHC results . . . . . . . . . . . . . . . . . 222
74 Expectations at higher luminosity at the lHC for the 95%CL limits on
the MSSM parameter space using our theoretical calculation . . . . . . . 223
75 The MSSM Higgs analysis applied to the SM H → τ
+τ
− search channel
compared to the ATLAS H → γγ limits . . . . . . . . . . . . . . . . . . 226
76 Potentiel de Higgs dans le cas d’un champ scalaire r´eel selon le signe du
terme de masse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 242
77 Incertitude d’´echelle dans le processus gg → H au Tevatron . . . . . . . . 246
78 Comparaison entre les pr´edictions des diff´erentes collaborations de PDFs
pour le canal gg → H au NNLO en QCD . . . . . . . . . . . . . . . . . . 247
79 Incertitude PDF+∆αs dans les canaux de production gg → H et pp¯ →
HW au Tevatron . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 248
80 Sections efficaces de production inclusives des canaux gg → H et pp¯ →
HV au Tevatron ainsi que les incertitudes th´eoriques totales associ´ees . . 249
81 Sections efficaces de production inclusives du canal gg → H au LHC `a 7
et 14 TeV ainsi que les incertitudes th´eoriques totales associ´ees . . . . . . 250
82 Luminosit´e n´ecessaire `a l’exp´erience CDF afin qu’elle obtienne la sensibilit´e qu’elle pr´etend avoir actuellement, en tenant compte de nos incertitudes th´eoriques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251
83 Les sections efficaces de production inclusives du boson de Higgs A du
MSSM au Tevatron dans les canaux gg → A et b
¯b → A accompagn´ees
des incertitudes th´eoriques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 258
84 Les sections efficaces de production inclusives du boson de Higgs Φ du
MSSM au lHC dans les canaux gg → Φ et b
¯b → Φ accompagn´ees des
incertitudes th´eoriques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 258
85 Les limitesa 95% de niveau de confiance sur l’espace des parametres du
MSSM en tenant compte de nos incertitudes th´eoriques confront´ees aux
donn´ees du Tevatron et du lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 260
86 L’analyse MSSM des bosons de Higgs neutres appliqu´ee au canal de
recherche H → τ
+τ
− du Mod`ele Standard, compar´ee aux r´esultats
obtenus par ATLAS dans le canal H → γγ . . . . . . . . . . . . . . . . . 261List of Tables
1 The fermionic content of the Standard Model . . . . . . . . . . . . . . . 13
2 The NNLO total Higgs production cross sections in the gg → H process
at the Tevatron together with the detailed theoretical uncertainties as
well as the total uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84
3 The NNLO total cross section for Higgs–strahlung processes at the Tevatron together with the detailed theoretical uncertainties and the total
uncertainty . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
4 The total Higgs production cross sections in the four main production
channels at the lHC with √
s = 7 TeV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96
5 The NNLO total Higgs production cross sections in the gg → H process
at the lHC with √
s = 7 TeV together with the associated theoretical
uncertainties . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
6 The NNLO total production cross section in the gg → H channel at the
LHC with √
s = 8, 9, 10 TeV . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112
7 The NNLO total Higgs production cross section in the gg → H process
at the LHC with √
s = 14 TeV together with the associated theoretical
uncertainties . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114
8 The SM Higgs decay branching ratios in the b
¯b and WW modes for representatives Higgs masses together with the different sources of uncertainties as well as the total uncertainty. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 124
9 The SM Higgs decay branching ratios together with the total uncertainty
for the most important decay channels . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126
10 The superparticles and Higgs content of the MSSM before EWSB . . . . 157
11 The neutralinos, charginos and Higgs content of the MSSM after EWSB . 158
12 The main MSSM CP–odd like Higgs bosons decay branching fractions
together with their uncertainties . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 211
13 The central predictions in the MSSM gg → Φ channel at the Tevatron
together with the detailed uncertainties and the impact of the Φ → τ
+τ
−
branching fraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 213
14 The central predictions in the MSSM b
¯b → Φ channel at the Tevatron
together with the detailed uncertainties and the impact of the Φ → τ
+τ
−
branching fraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 214
15 The central predictions in the MSSM gg → Φ channel at the lHC together with the detailed uncertainties and the impact of the Φ → τ
+τ
−
branching fraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 217
16 The central predictions in the MSSM b
¯b → Φ channel at the lHC together with the detailed uncertainties and the impact of the Φ → τ
+τ
−
branching fraction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 218
17 CMS cuts used in the SM exclusive study gg → H → WW →νν at
the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231
18 Results for the gg → H+jet cross sections with MH = 160 GeV at the
lHC with HNNLO and MCFM programs . . . . . . . . . . . . . . . . . . 232
19 Uncertainties on the exclusive production gg → H → WW →νν with
MH = 160 GeV at the lHC with HNNLO program . . . . . . . . . . . . . . 233
20 Uncertainties on the exclusive production gg → H → WW →νν with
MH = 160 GeV at the lHC with MCFM program . . . . . . . . . . . . . . . 234
21 Central values and uncertainties for the H → WW SM backgrounds
exclusive cross sections at the lHC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 235
22 Contenu fermionique du Mod`ele Standard . . . . . . . . . . . . . . . . . 241
23 Les superparticules et champs de Higgs du MSSM avant brisure ´electrofaible254
Liste des publications
Cette page donne la liste de tous mes articles concernant le travail r´ealis´e depuis 3 ans.
This page lists all the papers that I have written for 3 years in the context of my PhD
work.
Articles publi´es (published papers) :
Predictions for Higgs production at the Tevatron and the associated uncertainties,
J. B. et A. Djouadi, JHEP 10 (2010) 064;
Higgs production at the lHC, J. B. et A. Djouadi, JHEP 03 (2011) 055;
The Tevatron Higgs exclusion limits and theoretical uncertainties: A Critical appraisal, J. B., A. Djouadi, S. Ferrag et R. M. Godbole, Phys.Lett.B699 (2011) 368-371;
erratum Phys.Lett.B702 (2011) 105-106;
Revisiting the constraints on the Supersymmetric Higgs sector at the Tevatron, J. B.
et A. Djouadi, Phys.Lett.B699 (2011) 372-376;
The left-right asymmetry of the top quarks in associated top–charged Higgs bosons at
the LHC as a probe of the parameter tan β, J.B et al., Phys.Lett.B705 (2011) 212-216.
Articles non–publi´es (unpublished papers) :
Implications of the ATLAS and CMS searches in the channel pp → Higgs → τ
+τ
−
for the MSSM and SM Higgs bosons, J. B. et A. Djouadi, arXiv:1103.6247 [hep-ph]
(soumis `a Phys.Lett.B);
Clarifications on the impact of theoretical uncertainties on the Tevatron Higgs exclusion limits, J. B., A. Djouadi et R. M. Godbole, arXiv:1107.0281 [hep-ph].
Rapport de collaboration (review collaboration report) :
Handbook of LHC Higgs Cross Sections: 1. Inclusive Observables, LHC Higgs Cross
Section Working Group, S. Dittmaier et al., arXiv:1101:0593 [hep-ph].
Comptes–rendus de conf´erences (proceedings) :
Higgs production at the Tevatron: Predictions and uncertainties, J. B., ICHEP 2010,
Paris (France), PoS ICHEP2010 (2010) 048;
The Supersymmetric Higgs bounds at the Tevatron and the LHC, J.B., XLVIe
Rencontres de Moriond, EW interactions and unified theory, La Thuile (Italie),
arXiv:1105.1085 [hep-ph].Cette th
ese est d´edi´eea mon pere eta mes deux grand-p`eres, disparus bien
trop tˆot.(From http://abstrusegoose.com/118)
Et maintenant, apprends les v´erit´es qui me restent `a te d´ecouvrir,
Tu vas entendre de plus claires r´ev´elations.
Je n’ignore pas l’obscurit´e de mon sujet ;
Lucr`ece, dans De rerum natura, v. 902-943 livre I
Les amoureux fervents et les savants aust`eres
Aiment ´egalement, dans leur mˆure saison,
Les chats puissants et doux, orgueil de la maison,
Qui comme eux sont frileux et comme eux s´edentaires.
Charles Baudelaire, dans Les Fleurs du MalIntroduction 1
Introduction
In this thesis, we wish to present some predictions for the Higgs boson(s) study at the
two largest hadron colliders currently in activity: the Fermilab Tevatron collider and
the CERN Large Hadron Collider (LHC). Our focus will be on the inclusive production
cross sections and the decay branching fractions, first in the Standard Model which in
itself is the topic of part I and then in its minimal supersymmetric extension which is
the topic of part III.
The study of the fundamental mechanisms of Nature at the elementary level has a
long story and has known many milestones in the past sixty years. Physicists have built
a theory, nowadays known as the Standard Model, to describe the elementary particles
and their interactions, that are those of the strong, weak and electromagnetic, the two
last being unified in a single electroweak interaction. It relies on the elegant concept
of gauge symmetry within a quantum field theory framework and has known many
experimental successes: despite decades of effort to surpass this model it is still the one
that describes accurately nearly all the known phenomena1
. One of its key concepts
is the spontaneous breakdown of electroweak symmetry: indeed in order to give mass
to the weak bosons that mediate the weak interaction, a scalar field is introduced in
the theory whose vacuum breaks the electroweak symmetry and gives mass to the weak
bosons. In fact it also gives masses to the fermions and one piece of this mechanism
remains to be discovered: the Higgs boson, the “Holy Grail” of the Standard Model. Its
discovery is one of the main goal of current high energy colliders.
It is then of utmost importance to give theoretical predictions for the production
cross sections and decay branching fractions of the Higgs boson at current colliders to
serve as a guideline for experiments. However, the hadronic colliders are known to be
very difficult experimental environments because of the huge hadronic, that is Quantum
ChromoDynamics (QCD), activity. This is also true on a theoretical side, which means
that an accurate description of all possible sources of theoretical uncertainties is needed:
this is precisely the main output of this thesis. We shall mention that in the very final
stage of this thesis new results have been presented in the HEP–EPS 2011 conference;
our work is to be read in the light of the results that were available before these newest
experimental output which will be briefly commented in the conclusion.
Part I is entirely devoted to a review of the Standard Model. In section 1 we will draw
a short history of the Standard Model and list its main milestones of the past sixty years,
followed by a description of its main concepts. We will go into more details about the
Higgs mechanism, which spontaneously breaks electroweak symmetry, in section 2: we
will review some reasons to believe that either the Higgs mechanism itself or something
which looks like the Higgs mechanism is needed, and then how the Higgs boson emerges
1We leave aside the neutrino mass issue.
2 Introduction
from the electroweak symmetry breaking and what are its couplings to fermions and
bosons of the Standard Model.
Part II is the core of the Standard Model study of this thesis. Indeed the Higgs
boson remains to be discovered and is one of the major research programs at current
high energy colliders. The old CERN Large Electron Positron (LEP) collider has put
some bounds on the possible value of the Higgs boson mass, which is above 114.4 GeV in
the Standard Model at 95%CL. We will review in section 3 the current experimental and
theoretical bounds on the Higgs mass. We then give our predictions for the Standard
Model Higgs boson inclusive production cross section at the Tevatron in the two main
production channels that are the gluon–gluon fusion and the Higgs–strahlung processes,
giving all the possible sources of theoretical uncertainties: the scale uncertainty viewed
as an estimation of the unknown higher–order terms in the perturbative calculation;
the parton distribution functions (PDFs) uncertainties related to the non–perturbative
QCD processes within the proton, and its related strong coupling constant issue; the
uncertainty coming from the use of an effective theory approach to simplify the hard
calculation in the gluon–gluon fusion process. We will specifically address the issue of
the combination of all the uncertainties in section 4.5. We will then move on to the
same study at the LHC, concentrating on its current run at a 7 TeV center–of–mass
energy that we will name as the lHC for littler Hadron Collider; we will still give some
predictions for the designed LHC at 14 TeV. We will finish this part II by the Higgs
boson decay branching fractions predictions in section 6, together with a detailed study
of the uncertainties that affect these predictions. It will be followed by the combination
of the production cross sections and decay branching fractions into a single prediction,
first at the Tevatron in section 6.3 and then at the lHC in section 6.4. We will then
study the impact of our uncertainties on the Tevatron Higgs searches in section 6.5 and
in particular put into question the Tevatron exclusion limits that are debated within the
community.
Even if the Standard Model is a nice theory with great experimental successes, it
suffers from some problems, both on the theoretical and experimental sides. It is known
for example that the Higgs boson mass is not predicted by the Standard Model, and
even not protected: higher order corrections in the perturbative calculation of the Higgs
boson mass have the tendency to drive the mass up to the highest acceptable scale of the
theory which means that we need a highly fine–tuning of the parameters to cancel such
driving. It is known as the naturalness problem of the Standard Model. They are several
ways to solve such a problem, and one of them is particularly elegant and relies on a new
symmetry between bosons and fermions: supersymmetry. This theoretical concept, born
in the 1970s, has many consequences when applied to the Standard Model of particle
physics and is actively searched at current high energy colliders. This will be the topic
of part III in which we will review some of the reasons that drive the theorists to go
Introduction 3
beyond the Standard Model and in particular what makes supersymmetry interesting
in this view in section 7, then move on to the description of the mathematical aspects
of supersymmetry in section 8. We will finish this part III by a very short review of
the minimal supersymmetric extension of the Standard Model, called the MSSM, in
section 9. We will in particular focus on the Higgs sector of the theory and show that
the MSSM needs two Higgs doublets to break the electroweak symmetry breaking and
has thus a rich Higgs sector as five Higgs boson instead of a single one are present in
the spectrum: two neutral CP–even, one CP–odd and two charged Higgs bosons.
After this review of supersymmetry and the MSSM we will reproduce in part IV the
same outlines that have been developed in part II in the Standard Model case. We will
first review the neutral Higgs sector at hadron colliders in section 10 and show that we
can have a quite model–independent description for our predictions in the sense that
they will hardly depend on most of the (huge) parameters of the MSSM but two of
them, the mass of the CP–odd Higgs boson A and the ratio tan β between the vacuum
expectation values of the two Higgs doublets. We will then give in section 11 our
theoretical predictions for the neutral Higgs bosons inclusive production cross section at
the Tevatron in the two main production channels that are the gluon–gluon fusion and
the bottom quark fusions, the bottom quark playing a very important role in the MSSM
at hadron colliders. We will reproduce the same study at the lHC in section 12 before
giving the implications of our study on the [MA,tan β] parameter space in section 13.
We will first give in this last section our predictions for the main MSSM decay branching
fractions and in particular the di–tau branching fraction that is of utmost importance
for experimental searches. We we will then compare our predictions together with their
uncertainties to the experimental results obtained at the Tevatron and at the lHC that
has now been running for more than a year at 7 TeV and given impressive results. We
will see that the theoretical uncertainties have a significant impact on the Tevatron
results, less severe at the lHC. We will finish section 13 by a very important outcome of
our work: the possibility of using the MSSM neutral Higgs bosons searches in the di–
tau channel for the Standard Model Higgs boson in the gluon–gluon fusion production
channel followed by the di–tau decay channel in the low Higgs boson mass range 115–140
GeV.
Finally, we will give an outlook and draw some conclusions in part V together with
some perspectives for future work. These rest on the next step on the road of the
experiments, that is an exclusive study of the Higgs bosons production channels. We
shall give some early results in section 14 on the Standard Model Higgs boson at the
lHC in the gg → H → WW →νν search channel together with an exclusive study of
the main Standard Model backgrounds. This is also the current roadmap of the Higgs
bosons theoretical community and this work is done in the framework of a collaboration
on this topic.5
Part I
A brief review of the Standard
Model of particle physics
Summary
1 Symmetry principles and the zoology of the Standard Model 6
1.1 A brief history of the Standard Model . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
1.2 Gauge symmetries, quarks and leptons . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2 The Brout–Englert–Higgs mechanism 16
2.1 Why do we need the electroweak symmetry breaking? . . . . . . . . 16
2.1.1 The unitarity puzzle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
2.1.2 Masses and gauge invariance . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
2.2 The spontaneous electroweak symmetry breaking . . . . . . . . . . . 19
2.2.1 Weak bosons masses and electroweak breaking . . . . . . . . 20
2.2.2 SM Higgs boson couplings . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
6 Symmetry principles and the zoology of the Standard Model
1 Symmetry principles and the zoology of the Standard Model
The Standard Model (SM) of particle physics is the current description of the fundamental constituents of our universe together with the interactions that occur between them.
The SM was born in its current form in the seventies, after nearly twenty years of many
experiments and theoretical reflexions on how to build a somewhat simple and elegant
model to describe accurately the experimental results on the one hand and to make powerful predictions in order to have a falsifiable theory on the other hand. Its frameworks
are relativistic quantum field theory and group theory to classify the different interactions. It also needs the key concept of spontaneous (electroweak) symmetry breaking in
order to account for the masses of the different fields in the theory, the (weak) bosons
as well as the matter fermions. Other reasons also push for such a theoretical concept
and will be presented in the next sections.
We will in this section present a short review of the major historical points in the
birth of the SM, and present its theoretical fundations. The focus on the electroweak
symmetry breaking, in particular its minimal realization through the Brout–Englert–
Higgs mechanism, will be discussed in the next section.
1.1 A brief history of the Standard Model
This subsection will sketch the different historical steps that have lead to the current
form of the theory that describes the elementary particles and their interactions among
each other, called the Standard Model (SM). This model has a very rich history over
more than fifty years of the XXth century, not to mention all the diverse and fruitful
efforts made before to attain this level of description of the elementary world. We will
only select some (of the) outstanding events, both from the theoretical and experimental
sides, to present the twisted path leading to the current Standard Model of particle
physics.
The birth of modern QED
The first attempt to decribe electromagnetic phenomena in the framework of special
relativity together with quantum mechanics can be traced back in the 1920s. In particular Dirac was the first to describe the quantization of the electromagnetic fields as
an ensemble of harmonic oscillators, and introduced the famous creation–annihilation
operators [1]. In 1932 came Fermi with a first description of quantum electrodynamics [2], but physicists were blocked by the infinite results that did arise in the calculations
beyond the first order in perturbation theory.
1.1 – A brief history of the Standard Model 7
Years after, the difficulty was solved by Bethe in 1947 [3] with the concept of renormalization, that is the true physical quantities are not the bare parameters of the theory,
and thus the infinite that arise are absorbed in the physical quantities, leaving finite results in the end. This leads to the modern Quantum ElectroDynamics (QED) with the
key concept of gauge symmetry and renormalization, that was formulated by Feynman,
Schwinger and Tomonaga [4–6] in the years 1950s and awarded by a Nobel prize in 1965.
This is the first quantum field theory available and has been the root of all the SM ideas
for the key concepts of gauge symmetry and renormalizability.
P violation and V − A weak theory
It was long considered in physics that the parity symmetry was conserved: if we
repeated an experiment with the experimental apparatus mirror reversed, the results
would be the same as for the initial set–up. This assessment is true for any experiment
involving electromagnetism or strong interaction, but that is not the case for weak
interaction.
It was first proposed by Yang and Lee in 1956 that the weak interaction might indeed
not respect P–symmetry [7]. This was observed in 1957 by Chien-Shiung Wu (“Madam
Wu”) in the beta desintegration of cobalt 60 atoms [8]. Yang and Lee were then awarded
the 1957 Nobel prize for their theoretical developments on this concept.
Up until that period, the weak interaction, that shapes the decay of unstable nucleii,
was described by the Fermi theory in which the fermions interact through a four–particles
vertex. The discovery of the P–violation lead to the construction of an effective V − A
theory where the tensor structure of the thory is correct and does respect the charge and
parity violations. This V − A theory was later on replaced by the electroweak theory,
see below.
The quark description
In the first half of the XXth century the pattern of elementary particles was simple: the
electron (and its antiparticle the positron, postulated by Dirac in 1931 and discovered
in 1932 by Anderson), the proton and the neutron were the only known elementary
particles at that time. The neutrino, first postulated by Pauli in its famous letter in
1930 to save the energy–momentum conservation in beta decay reactions2 was discovered
only in 1956.
Experimental particle physicists discovered numerous new particles (the “hadrons”)
in the 1950s and 1960s after the discovery of the pion in 1947, predicted by Yukawa in
1935, thus casting some doubts on the elementary nature both of the “older” particles
2The original name was “neutron” for neutral particle. Chadwick discovered in 1932 what would be
the neutron, thus Fermi proposed the name “neutrino” meaning “little neutral one” in italian.
8 Symmetry principles and the zoology of the Standard Model
such as the neutron and the proton and on the new zoo discovered. Gell–Man and Zweig
proposed in 1964 a model of constituant particles of these hadrons and mesons that
could explain the pattern seen by experimentalists, using only a limited number of new
constituant particles: the quarks [9,10]. They introduce the SU(3) flavor symmetry with
the three up, down and strange quarks. One year later the charm quark was proposed to
improve the description of weak interactions between quarks, and in 1969 deep inelastic
scattering experiments at the Stanford Linear Accelerator Center (SLAC) discovered
point–like objects within the proton [11], an experimental proof of the compositeness of
the hadrons. It is interesting to note that the term used for these new point–like objects
was “parton”, proposed by Feynman, as the community was not entirely convinced that
they were indeed the Gell–Mann’s quarks. Nowadays “parton” is still a word used in
particle physics to name the different constituants of the hadrons (the quarks, antiquarks
and gluons, the later being the bosons of the strong interaction).
The (nearly) final word on the quark model was given in 1974 when the J/Ψ meson
was discovered [12, 13] and thus proved the existence of the charm quark, which was
proposed by Glashow, Iliopoulos and Maiani in the GIM mechanism [14] in 1970 to explain the universality of weak interaction in the quark sector, preventing flavor changing
neutral currents. The heaviest quark, that is the top quark, was finally discovered in
1995 at the Fermilab Tevatron collider [15, 16].
CP violation and the concept of generation
To explain both the universality and the u ←→ d transitions in weak interactions,
Cabibbo introduced in 1963 what is known as the Cabibbo angle [17] and was used
to write in the mass eigenstates basis the weak eigenstate for the down quark d. A
year later, Cronin and his collaborators discovered that not only C and P symmetries
are broken by weak interactions, but also the combined CP symmetry [18], studing the
K0K
0
oscillations: the probability of oscillating from K0
state into K
0
state is different
from that of the K
0
→ K0
, indicating that T time reversal symmetry is violated. As
the combined CPT is assumed to be conserved, this means that CP is violated.
As mentioned a few lines above, the GIM mechanism introduced a fourth quark, the
charm quark c. It then restores universality in the weak coupling for the quarks, as we
have now two weak eigenstates
|d
0
i = cos θc|di + sin θc|si
|s
0
i = − sin θc|di + cos θc|si (1.1)
coupled to respectively the u quark and the c quark. We thus have two generations
in the quark sector, the first one is the (u, d) doublet and the second one is the (c, s)
1.1 – A brief history of the Standard Model 9
doublet. However, as explained in 1973 by Kobayashi and Maskawa extending the work
initiated by Cabibbo, this is not sufficient to explain the CP violation observed by the
1964 experiment. Only with three generations could be introduced some CP violating
effects through a phase angle, and thus extending the Cabbibo angle to what is known
as the Cabibbo–Kobayashi–Maskawa (CKM) matrix [19]. Kobayashi and Maskawa were
awarded the 2008 Nobel prize for this result3
.
Yang–Mills theory and spontaneous symmetry breaking
We have seen a few lines above that the Fermi theory describing the weak interactions
had been refined by the V − A picture to take into account the P violation. Still the
V − A theory was known to be an effective theory as the theory was not renormalizable
and did not allow for calculations beyond the first order in perturbation theory. The only
gauge theory that was available at that time was QED, an abelian gauge theory, which
obviously is not the right description of weak processes as it describes only light–matter
interactions.
The first step toward the solution was set–up in 1954, when Yang and Mills developed a formulation of non–abelian gauge theories [20] in order to provide (initially) an
explanation for the strong interaction at the hadron level (that we call nuclear interaction). Unfortunately the theory was not a success at first, as the gauge bosons must
remain massless to preserve the symmetry of the theory, thus meaning that the weak
interaction should be long–range; experimentally that is not the case.
The key result to solve this contradiction and then still use the elegant description of
gauge theory is given in 1964 by Brout, Englert, Higgs, Guralnik, Hagen and Kibble after
some important work on the concept of symmetry breaking from Nambu and Goldstone:
the spontaneously gauge symmetry breaking [21–24] described by the Brout–Englert–
Higgs mechanism. This will be presented in the following in details, but we can already
remind the reader that the most important result is that it allows for the use of a
Yang–Mills theory together with a description of massive gauge bosons for any gauge
theory.
Interlude: from nuclear force to strong interaction
Before arriving to the final electroweak description that constitutes the heart of the
SM, we recall the road leading to the description of the strong interaction between the
quarks.
As stated above, Yang–Mills theory in 1954 was the first attempt to describe the
interaction between the hadrons, that we call nuclear interaction, in a gauge formulation.
3Unfortunately the Nobel committee failed to recognize the important pionnering work from
Cabibbo.
10 Symmetry principles and the zoology of the Standard Model
After the introduction of the quark model by Gell–Mann in 1964 (see above) and the
discovery of the quarks in 1969 (see above), it has been proposed that the quarks must
have a new quantum charge, called color, to accomodate for the Pauli exclusion principle
within some baryons [25]. This was experimentally observed in the SLAC experiments
in 1969 which discovered point–like objects within the nucleon, as discussed earlier.
With the help of the discovery of asymptotic freedom [26, 27] in 1973 by Wilczek,
Gross and Politzer (who share the 2004 Nobel prize for this result), that states that at
very high energy quarks are free, and with a SU(3) gauge Yang–Mills theory, Quantum
ChromoDynamics (QCD) was firmly established in the 1970s as being the theory of
the strong interactions, with the gluons as the gauge bosons. Evidence of gluons was
discovered in three jet events at PETRA in 1979 [28], giving further credits to QCD.
The nuclear interaction between the hadrons is then a residual force originating from
the strong interaction between quarks (and gluons). However, as the strong coupling
is indeed very strong at large distance (that is the confinement), preventing from the
use of perturbation theory, an analytical description of the strong interaction within the
hadrons at low energies is still to be found. This problem is now studied within the
framework of lattice gauge theories which give spectacular results.
The weak neutral currents and the path to electroweak theory
As stated above it was known that the V − A theory for the weak interaction was
an effective theory, with difficulties calculating beyond the first order in perturbation
theory. With the advent of Yang–Mills theory and the Brout–Englert–Higgs mechanism,
describing the weak interaction with a gauge theory and in the same time allowing for
massive weak bosons as dictated by the experiments, the weak interaction being a short
distance interaction, it would be possible to account for a renormalizable description of
the weak interaction.
During the 1960s there were many attempts to carry on this roadmap, trying lots of
different gauge groups to account for the QED on the one hand, the weak interaction
on the other hand, as both interactions play a role for lepton particles such as the
electron. The gauge theory that did emerge was the SU(2) × U(1) model where the
weak and electromagnetic interactions are unified in a single gauge theory description4
,
with contributions notabely from Glashow [29], Salam [30] and Weinberg [31]. This
model together with the Brout–Englert–Higgs mechanism predicts in particular that
there should be a neutral weak boson Z
0
to be discovered and thus neutral currents.
4
It is actually not a complete unified theory as the algebra describig the electroweak interaction is a
product of two Lie algebras. Nevertheless as the decription of the weak and electromagnetic interactions
are intimely connected through the pattern of the electroweak symmetry breaking, see below, this can
be viewed as at least a partial unification.
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