En física de partículas , los modelos de Higgs compuestos (CHM) son extensiones especulativas del Modelo Estándar (SM) donde el bosón de Higgs es un estado ligado de nuevas interacciones fuertes. Estos escenarios son modelos para la física más allá del SM actualmente probado en el Gran Colisionador de Hadrones (LHC) en Ginebra.
En todos los modelos compuestos de Higgs, el bosón de Higgs recientemente descubierto no es una partícula elemental (o similar a un punto), pero tiene un tamaño finito, quizás alrededor de 10-18 metros. Esta dimensión puede estar relacionada con la escala de Fermi (100 GeV) que determina la fuerza de las interacciones débiles como en la desintegración β , pero podría ser significativamente menor. Microscópicamente, el Higgs compuesto estará hecho de componentes más pequeños de la misma manera que los núcleos están hechos de protones y neutrones .
Historia
A menudo denominados modelos de Higgs compuestos "naturales", los CHM son construcciones que intentan aliviar el problema de ajuste fino o "naturalidad" del Modelo Estándar. [1] Estos típicamente diseñan el bosón de Higgs como un pseudo-bosón Goldstone naturalmente ligero o campo Nambu-Goldstone, en analogía con el pión (o más precisamente, como los mesones K) en QCD. Estas ideas fueron presentadas por Georgi y Kaplan [2] como un inteligente [¿ según quién? ] variación de las teorías en tecnicolor para permitir la presencia de un bosón de Higgs físico de baja masa. Estos son los precursores de las teorías del Pequeño Higgs .
En paralelo, los primeros modelos compuestos de Higgs surgieron a partir del quark top pesado y su punto fijo infrarrojo del grupo de renormalización , lo que implica un fuerte acoplamiento del Higgs a los quarks top a altas energías. Esto formó la base de las teorías de condensación de quarks superiores de ruptura de simetría electrodébil en la que el bosón de Higgs está compuesto a escalas de distancia extremadamente cortas, compuesto por un par de quarks top y anti-top. Esto fue descrito por Yoichiro Nambu y posteriormente desarrollado por Miransky, Tanabashi y Yamawaki [3] [4] y Bardeen, Hill y Lindner, [5] quienes conectaron la teoría con el grupo de renormalización y mejoraron sus predicciones. Si bien estas ideas siguen siendo convincentes, adolecen de un "problema de naturalidad", un gran grado de ajuste.
Para remediar el problema del ajuste fino, Chivukula, Dobrescu, Georgi y Hill [6] introdujeron el modelo "Top See-Saw" en el que la escala compuesta se reduce a varios TeV (billones de electronvoltios, la escala de energía del LHC ). Una versión más reciente del modelo Top Seesaw de Dobrescu y Cheng tiene un bosón de Higgs compuesto ligero aceptable. [7] Los modelos Top Seesaw tienen una interpretación geométrica agradable en las teorías de las dimensiones adicionales, que se ve más fácilmente a través de la deconstrucción dimensional (este último enfoque elimina los detalles técnicos de la geometría de la dimensión espacial extra y da una D-4 renomalizable teoría de campo). Estos esquemas también anticipan una "composición parcial". Estos modelos se analizan en la extensa revisión de fuertes teorías dinámicas de Hill y Simmons. [8]
Los CHM típicamente predicen nuevas partículas con masa alrededor de un TeV (o decenas de TeV como en los esquemas del Pequeño Higgs ) que son excitaciones o ingredientes del compuesto de Higgs, análogo a las resonancias en la física nuclear . Las nuevas partículas podrían producirse y detectarse en experimentos de colisionadores si la energía de la colisión excede su masa o podrían producir desviaciones de las predicciones de SM en "observables de baja energía", resultados de experimentos a energías más bajas. Dentro de los escenarios más convincentes, cada partícula del Modelo Estándar tiene un socio con números cuánticos iguales pero con una masa más pesada. Por ejemplo, el fotón , los bosones W y Z tienen réplicas pesadas con masa determinada por la escala de composición, esperada alrededor de 1 TeV. Aunque la naturalidad requiere que existan nuevas partículas con masa alrededor de un TeV que podrían descubrirse en el LHC o en experimentos futuros, no obstante, a partir de 2018, no se han detectado signos directos o indirectos de que el Higgs u otras partículas SM sean compuestas.
Desde el descubrimiento del LHC de 2012, se sabe que existe un bosón de Higgs físico (un iso-doblete débil) que se condensa para romper la simetría electro-débil . Esto difiere de la predicción de las teorías ordinarias en tecnicolor, donde la nueva dinámica fuerte rompe directamente la simetría electro-débil sin la necesidad de un bosón de Higgs físico.
El CHM propuesto por Georgi y Kaplan se basó en la dinámica conocida de la teoría gauge que produce el doblete de Higgs como un bosón de Goldstone . Más tarde se comprendió, como en el caso de los modelos de Top Seesaw descritos anteriormente, que esto puede surgir naturalmente en teorías de cinco dimensiones, como el escenario de Randall-Sundrum o por deconstrucción dimensional . Estos escenarios también se pueden realizar en hipotéticas teorías de campo conforme (CFT) fuertemente acopladas y la correspondencia AdS-CFT . Esto estimuló la actividad en el campo. Al principio, el Higgs era un estado enlazado escalar genérico. En el influyente [¿ según quién? ] trabajo [9] el Higgs como bosón de Goldstone se realizó en CFT. Estudios fenomenológicos detallados demostraron que dentro de este marco se puede obtener un acuerdo con los datos experimentales con un leve ajuste de parámetros.
Modelos CHM
El CHM se puede caracterizar por la masa (m) de las partículas nuevas más ligeras y su acoplamiento (g). Se espera que este último sea más grande que los acoplamientos SM para mayor consistencia. Existen varias realizaciones de CHM que se diferencian por el mecanismo que genera el doblete de Higgs. A grandes rasgos, se pueden dividir en dos categorías:
- Higgs es un estado ligado genérico de fuerte dinámica.
- Higgs es un bosón de Goldstone de ruptura espontánea de simetría [10] [11]
En ambos casos, la simetría electro-débil se rompe por la condensación de un doblete escalar de Higgs. En el primer tipo de escenario, no hay una razón a priori por la que el bosón de Higgs sea más ligero que los otros estados compuestos y, además, se esperan desviaciones mayores del SM.
Higgs como bosón de Goldstone
Estas son esencialmente teorías del Pequeño Higgs . En este escenario, la existencia del bosón de Higgs se deriva de las simetrías de la teoría. Esto permite explicar por qué esta partícula es más ligera que el resto de las partículas compuestas cuya masa se espera de las pruebas directas e indirectas que sea de alrededor de un TeV o superior. Se supone que el sector compuesto tiene una simetría global G rota espontáneamente a un subgrupo H donde G y H son grupos de Lie compactos . A diferencia de los modelos tecnicolor , la simetría ininterrumpida debe contener el grupo electro-débil SM SU (2) xU (1). Según el teorema de Goldstone, la ruptura espontánea de una simetría global produce partículas escalares sin masa conocidas como bosones de Goldstone . Al elegir adecuadamente las simetrías globales , es posible tener bosones de Goldstone que correspondan al doblete de Higgs en el SM. Esto se puede hacer de varias formas [12] y está completamente determinado por las simetrías. En particular , la teoría de grupos determina los números cuánticos de los bosones de Goldstone. De la descomposición de la representación adjunta se encuentra
- ,
donde R [Π] es la representación de los bosones de Goldstone bajo H. La solicitud fenomenológica de que existe un doblete de Higgs selecciona las posibles simetrías. Un ejemplo típico es el patrón
que contiene un solo doblete de Higgs como bosón Goldstone.
La física del Higgs como bosón de Goldstone está fuertemente restringida por las simetrías y determinada por la escala de ruptura de simetría f que controla sus interacciones. Existe una relación aproximada entre la masa y el acoplamiento de los estados compuestos, En CHM se encuentra que las desviaciones del SM son proporcionales a
- ,
donde v = 246 GeV es el valor esperado de vacío electro-débil . Por construcción, estos modelos aproximan el SM con precisión arbitraria si ξ es suficientemente pequeño. Por ejemplo, para el modelo anterior con simetría global SO (5), el acoplamiento de los bosones de Higgs a los bosones W y Z se modifica como
- .
Los estudios fenomenológicos sugieren f> 1 TeV y, por lo tanto, al menos un factor de unos pocos mayor que v. Sin embargo, el ajuste de los parámetros necesarios para lograr v
Los bosones de Goldstone generados a partir de la ruptura espontánea de una simetría global exacta son exactamente sin masa. Por lo tanto, si el bosón de Higgs es un bosón de Goldstone, la simetría global no puede ser exacta. En CHM, el potencial de Higgs es generado por efectos que rompen explícitamente la simetría global G. Mínimamente estos son los acoplamientos SM Yukawa y gauge que no pueden respetar la simetría global pero también pueden existir otros efectos. Se espera que el acoplamiento superior dé una contribución dominante al potencial de Higgs, ya que este es el acoplamiento más grande en el SM. En los modelos más simples se encuentra una correlación entre la masa de Higgs y la masa M de los principales socios, [13]
En modelos con f ~ TeV como sugiere la naturalidad, esto indica resonancias fermiónicas con masa alrededor de 1 TeV. Se espera que las resonancias de Spin-1 sean algo más pesadas. Esto está al alcance de futuros experimentos de colisionadores.
Composición parcial
Un ingrediente del CHM moderno es la hipótesis de composición parcial propuesta por DB Kaplan. [14] Esto es similar a una dimensión extra (deconstruida) en la que cada partícula SM tiene un socio pesado que puede mezclarse con ella. En la práctica, las partículas SM son combinaciones lineales de estados elementales y compuestos:
donde α denota el ángulo de mezcla. La composición parcial se realiza naturalmente en el sector de gauge donde ocurre un fenómeno análogo en la cromodinámica cuántica y se conoce como mezcla de fotones - ρ . Para los fermiones, es una suposición que, en particular, requiere la existencia de fermiones pesados con números cuánticos iguales a los quarks y leptones SM . Estos interactúan con el Higgs a través de la mezcla. Uno encuentra esquemáticamente la fórmula para las masas de fermiones SM,
- ,
donde L y R se refieren a las mezclas izquierda y derecha, e Y es un acoplamiento de sector compuesto.
Las partículas compuestas son multipletes de simetría ininterrumpida H. Por razones fenomenológicas, esto debería contener la simetría custodial SU (2) xSU (2) extendiendo la simetría electro-débil SU (2) xU (1). Los fermiones compuestos a menudo pertenecen a representaciones más grandes que las partículas SM. Por ejemplo, una representación fuertemente motivada para los fermiones zurdos es el (2,2) que contiene partículas con carga eléctrica exótica 5/3 o –4/3 con firmas experimentales especiales.
La composición parcial mejora la fenomenología de CHM proporcionando una lógica de por qué no se han medido desviaciones de SM hasta ahora. En los llamados escenarios anárquicos, las jerarquías de masas de fermiones SM se generan a través de las jerarquías de mezclas y acoplamientos de sectores compuestos anárquicos. Los fermiones ligeros son casi elementales, mientras que la tercera generación es fuerte o totalmente compuesta. Esto conduce a una supresión estructural de todos los efectos que involucran a las dos primeras generaciones que se miden con mayor precisión. En particular, se suprimen las transiciones de sabor y las correcciones a observables electro-débiles. También son posibles otros escenarios [15] con diferente fenomenología.
Experimentos
Las principales firmas experimentales de CHM son:
- Nuevos socios pesados de partículas del modelo estándar, con números cuánticos SM y masas alrededor de un TeV
- Acoplamientos SM modificados
- Nuevas contribuciones a los observables de sabor
Los modelos supersimétricos también predicen que cada partícula del modelo estándar tendrá un socio más pesado. Sin embargo, en la supersimetría los socios tienen un giro diferente : son bosones si la partícula SM es un fermión, y viceversa . En los modelos compuestos de Higgs, los socios tienen el mismo giro que las partículas SM.
Todas las desviaciones del SM están controladas por el parámetro de ajuste ξ. La mezcla de las partículas SM determina el acoplamiento con las partículas conocidas del SM. La fenomenología detallada depende en gran medida de los supuestos de sabor y, en general, depende del modelo. El Higgs y el quark top suelen tener el mayor acoplamiento con las nuevas partículas. Por esta razón, los socios de tercera generación son los más fáciles de producir y la física superior tiene las mayores desviaciones del SM. Los socios de primer nivel también tienen especial importancia dado su papel en la naturalidad de la teoría.
Después de la primera ejecución del LHC, las búsquedas experimentales directas excluyen las resonancias fermiónicas de tercera generación de hasta 800 GeV. [16] [17] Los límites en las resonancias de gluones están en el rango de multi-TeV [18] [19] y existen límites algo más débiles para las resonancias electro-débiles.
Las desviaciones de los acoplamientos SM son proporcionales al grado de composición de las partículas. Por esta razón, se esperan las mayores desviaciones de las predicciones de SM para los quarks de tercera generación y los acoplamientos de Higgs. Los primeros han sido medidos con precisión por mil mediante el experimento LEP . Después de la primera ejecución del LHC, los acoplamientos del Higgs con fermiones y bosones gauge concuerdan con el SM con una precisión de alrededor del 20%. Estos resultados suponen cierta tensión para CHM pero son compatibles con una escala de composición f ~ TeV.
La hipótesis de composición parcial permite suprimir la violación del sabor más allá del SM que está severamente restringido experimentalmente. Sin embargo, dentro de los escenarios anárquicos existen desviaciones considerables de las predicciones de SM en varios observables. Particularmente restringida está la violación de CP en el sistema Kaon y la violación del sabor leptónico, por ejemplo, la desintegración rara μ-> eγ. La física general del sabor sugiere los límites indirectos más fuertes en escenarios anárquicos. Esta tensión se puede evitar con diferentes supuestos de sabor.
Resumen
La naturaleza del bosón de Higgs sigue siendo un enigma. Filosóficamente, el bosón de Higgs es un estado compuesto, construido con componentes más fundamentales, o está conectado a otros estados de la naturaleza por una simetría como la supersimetría (o alguna combinación de estos conceptos). Hasta ahora no hay evidencia de composición ni supersimetría. Que la naturaleza proporcione un campo escalar único (isodoublet débil) para generar masa es aparentemente incongruente con el sentido común. No tenemos idea de a qué escala de masa / energía se revelará información adicional sobre el bosón de Higgs que pueda arrojar luz sobre estos temas. Si bien los teóricos permanecerán ocupados inventando explicaciones, esto plantea un gran desafío para la física de partículas, ya que no tenemos una idea clara de si los aceleradores proporcionarán alguna vez nueva información útil más allá del modelo estándar. Es importante que el LHC avance con mejoras en luminosidad y energía en busca de nuevas pistas.
Referencias
- ^ GF Giudice, Naturalidad después de LHC8 , PoS EPS HEP2013, 163 (2013)
- ^ MJ Dugan, H. Georgi y DBKaplan, Anatomía de un modelo compuesto de Higgs , Nucl. Phys. B254, 299 (1985).
- ^ Miransky, Vladimir A .; Tanabashi, Masaharu; Yamawaki, Koichi (1989). "Simetría dinámica electrodébil rompiendo con gran dimensión anómala y condensado de quark t". Phys. Letón. B . 221 (177): 177. Código bibliográfico : 1989PhLB..221..177M . doi : 10.1016 / 0370-2693 (89) 91494-9 .
- ^ Miransky, Vladimir A .; Tanabashi, Masaharu; Yamawaki, Koichi (1989). "¿Es el quark t responsable de la masa de los bosones W y Z?". Modern Physics Letters A . 4 (11): 1043. Bibcode : 1989MPLA .... 4.1043M . doi : 10.1142 / S0217732389001210 .
- ^ Bardeen, William A .; Hill, Christopher T. y Lindner, Manfred (1990). "Mínima ruptura de simetría dinámica del modelo estándar". Physical Review D . 41 (5): 1647–1660. Código Bibliográfico : 1990PhRvD..41.1647B . doi : 10.1103 / PhysRevD.41.1647 . PMID 10012522 .
- ^ Chivukula, R. Sekhar; Dobrescu, Bogdan; Georgi, Howard y Hill, Christopher T. (1999). "Teoría del balancín de Quark superior de ruptura de simetría electrodébil". Physical Review D . 59 (5): 075003. arXiv : hep-ph / 9809470 . Código Bibliográfico : 1999PhRvD..59g5003C . doi : 10.1103 / PhysRevD.59.075003 . S2CID 14908326 .
- ^ Cheng, Hsin-Chia; Dobrescu, Bogdan A .; Gu, Jiayin (2014). "Masa de Higgs de la composición a una escala de Multi-TeV" . JHEP . 2014 (8): 095. arXiv : 1311.5928 . Código bibliográfico : 2014JHEP ... 08..000C . doi : 10.1007 / JHEP08 (2014) 095 .
- ^ Hill, Christopher T .; Simmons, Elizabeth H. (2003). "Fuerte dinámica y ruptura de simetría electrodébil" . Phys. Rep . 381 (4–6): 235. arXiv : hep-ph / 0203079 . Código Bibliográfico : 2003PhR ... 381..235H . doi : 10.1016 / S0370-1573 (03) 00140-6 . S2CID 118933166 .
- ^ K. Agashe, R. Contino y A. Pomarol, "El modelo de Higgs compuesto mínimo", Nucl. Phys. B719, 165 (2005)
- ^ R. Contino, El Higgs como un bosón compuesto de Nambu-Goldstone
- ^ M. Redi
- ^ J. Mrazek, A. Pomarol, R. Rattazzi, M. Redi, J. Serra y A. Wulzer, El otro modelo de doblete natural de dos Higgs , Nucl. Phys. B853, 1 (2011) https://arxiv.org/abs/1105.5403 .
- ^ M. Redi y A. Tesi, Implicaciones de un Higgs ligero en modelos compuestos , JHEP 1210, 166 (2012) https://arxiv.org/abs/1205.0232 .
- ^ DB Kaplan, Sabor en energías SSC: Un nuevo mecanismo para masas de fermiones generadas dinámicamente , Nucl. Phys. B 365, 259 (1991).
- ^ M. Redi y A. Weiler, modelos de Higgs compuestos invariantes de sabor y CP , JHEP 1111, 108 (2011)
- ^ ATLAS, https://cds.cern.ch/record/1557777/files/ATLAS-CONF-2013-060.pdf
- ^ CMS, https://cds.cern.ch/record/1524087/files/B2G-12-012-pas.pdf
- ^ ATLAS, https://cds.cern.ch/record/1547568/files/ATLAS-CONF-2013-052.pdf
- ^ CMS, https://cds.cern.ch/record/1545285/files/B2G-12-005-pas.pdf