Las teorías en tecnicolor son modelos de física más allá del Modelo Estándar que abordan la ruptura de la simetría de calibre electrodébil , el mecanismo a través del cual los bosones W y Z adquieren masas. Las primeras teorías en tecnicolor se inspiraron en la cromodinámica cuántica (QCD), la teoría del "color" de la fuerza nuclear fuerte , que inspiró su nombre.
En lugar de introducir bosones de Higgs elementales para explicar los fenómenos observados, se introdujeron modelos tecnicolor para generar dinámicamente masas para los bosones W y Z a través de nuevas interacciones de calibre . Aunque asintóticamente libres a muy altas energías, estas interacciones deben volverse fuertes y confinadas (y por lo tanto inobservables) a bajas energías que han sido probadas experimentalmente. Este enfoque dinámico es natural y evita problemas de trivialidad cuántica y el problema de jerarquía del modelo estándar.
Sin embargo, desde el descubrimiento del bosón de Higgs en el CERN LHC en 2012, los modelos originales están en gran parte descartados. No obstante, sigue siendo una posibilidad que el bosón de Higgs sea un estado compuesto. [1]
Para producir masas de quarks y leptones , los modelos de Higgs en tecnicolor o compuestos deben ser "extendidos" mediante interacciones de calibre adicionales. Particularmente cuando se modeló en QCD, el tecnicolor extendido fue desafiado por restricciones experimentales sobre la corriente neutra que cambia el sabor y las mediciones electrodébiles de precisión . Se desconocen las extensiones específicas de la dinámica de partículas para bosones de Higgs en tecnicolor o compuestos.
Gran parte de la investigación en tecnicolor se centra en explorar teorías de calibre que interactúan fuertemente distintas de QCD, con el fin de evadir algunos de estos desafíos. Un marco particularmente activo es el tecnicolor "andante", que exhibe un comportamiento casi conforme causado por un punto fijo infrarrojo con una fuerza justo por encima de la necesaria para la ruptura espontánea de la simetría quiral . Se está estudiando si se puede caminar y llevar a un acuerdo con las mediciones de precisión electrodébil mediante simulaciones de celosía no perturbativas . [2]
Los experimentos en el Gran Colisionador de Hadrones han descubierto el mecanismo responsable de la ruptura de la simetría electrodébil, es decir, el bosón de Higgs , con una masa aproximadamente125 GeV / c 2 ; [3] [4] [5] tal partícula no se predice genéricamente por modelos tecnicolor. Sin embargo, el bosón de Higgs puede ser un estado compuesto, por ejemplo, construido de quarks top y anti-top como en la teoría de Bardeen-Hill-Lindner. [6] Los modelos compuestos de Higgs generalmente se resuelven mediante el punto fijo infrarrojo del quark superior , y pueden requerir una nueva dinámica a energías extremadamente altas, como el color superior .
Introducción
El mecanismo para romper la simetría de gauge electrodébil en el Modelo Estándar de interacciones de partículas elementales sigue siendo desconocido. La ruptura debe ser espontánea , lo que significa que la teoría subyacente manifiesta exactamente la simetría (los campos de bosón de calibre no tienen masa en las ecuaciones de movimiento), pero las soluciones (el estado fundamental y los estados excitados) no. En particular, los bosones de calibre físico W y Z se vuelven masivos. Este fenómeno, en el que los bosones W y Z también adquieren un estado de polarización extra, se denomina "mecanismo de Higgs". A pesar del acuerdo preciso de la teoría electrodébil con el experimento en energías accesibles hasta ahora, los ingredientes necesarios para la ruptura de la simetría permanecen ocultos, aún por revelar a energías superiores.
El mecanismo más simple de ruptura de la simetría electrodébil introduce un único campo complejo y predice la existencia del bosón de Higgs . Normalmente, el bosón de Higgs es "antinatural" en el sentido de que las fluctuaciones de la mecánica cuántica producen correcciones en su masa que lo elevan a valores tan altos que no puede desempeñar el papel para el que fue introducido. A menos que el modelo estándar se descomponga a energías inferiores a unos pocos TeV, la masa de Higgs puede mantenerse pequeña solo mediante un delicado ajuste fino de los parámetros.
Technicolor evita este problema planteando la hipótesis de una nueva interacción de calibre acoplada a nuevos fermiones sin masa. Esta interacción es asintóticamente libre a muy altas energías y se vuelve fuerte y confinada a medida que la energía disminuye a la escala electrodébil de 246 GeV. Estas fuertes fuerzas rompen espontáneamente las simetrías quirales de los fermiones sin masa, algunas de las cuales están débilmente calibradas como parte del Modelo Estándar. Esta es la versión dinámica del mecanismo de Higgs. La simetría de calibre electrodébil se rompe así, produciendo masas para los bosones W y Z.
La nueva interacción fuerte conduce a una serie de nuevas partículas compuestas de corta duración a energías accesibles en el Gran Colisionador de Hadrones (LHC). Este marco es natural porque no hay bosones de Higgs elementales y, por lo tanto, no hay un ajuste fino de los parámetros. Las masas de quarks y leptones también rompen las simetrías de calibre electrodébiles, por lo que también deben surgir espontáneamente. Un mecanismo para incorporar esta característica se conoce como tecnicolor extendido. El tecnicolor y el tecnicolor extendido enfrentan una serie de desafíos fenomenológicos , en particular problemas de corrientes neutrales que cambian el sabor , pruebas electrodébiles de precisión y la masa del quark superior . Los modelos en tecnicolor tampoco predicen genéricamente los bosones tipo Higgs tan ligeros como125 GeV / c 2 ; una partícula de este tipo fue descubierta por experimentos en el Gran Colisionador de Hadrones en 2012. [3] [4] [5] Algunos de estos problemas se pueden abordar con una clase de teorías conocidas como "tecnicolor andante".
Tecnicolor temprano
Technicolor es el nombre dado a la teoría de la ruptura de la simetría electrodébil por los nuevos fuertes interacciones gauge-cuya característica energía escala Λ TC es la escala débil en sí, Λ TC ≈ F EW ≡ 246 GeV . El principio rector del tecnicolor es la "naturalidad": los fenómenos físicos básicos no deberían requerir un ajuste fino de los parámetros en el lagrangiano que los describe. Lo que constituye un ajuste fino es hasta cierto punto un asunto subjetivo, pero una teoría con partículas escalares elementales suele estar muy finamente ajustada (a menos que sea supersimétrica ). La divergencia cuadrática en la masa del escalar requiere ajustes de una parte en, donde M desnudo es el límite de la teoría, la escala de energía en la que la teoría cambia de alguna manera esencial. En el modelo electrodébil estándar con M desnudo ∼ 10 15 GeV (la escala de masa de gran unificación), y con la masa del bosón de Higgs M física = 100–500 GeV , la masa se sintoniza al menos en una parte en 10 25 .
Por el contrario, una teoría natural de ruptura de simetría electrodébil es una teoría de gauge asintóticamente libre con fermiones como los únicos campos de materia. A menudo se supone que el grupo de calibres tecnicolor G TC es SU ( N TC ). En base a la analogía con la cromodinámica cuántica (QCD), se supone que hay uno o más dobletes de "tecnifermiones" de Dirac sin masa que se transforman vectorialmente bajo la misma representación compleja de G TC ,. Por lo tanto, existe una simetría quiral de estos fermiones, por ejemplo, SU ( N f ) L ⊗ SU ( N f ) R , si todos se transforman de acuerdo con la misma representación compleja de G TC . Continuando con la analogía con QCD, el acoplamiento de galga corriente α TC ( μ ) desencadena la ruptura espontánea de la simetría quiral, los tecnifermiones adquieren una masa dinámica y resultan varios bosones de Goldstone sin masa . Si los tecnifermiones se transforman bajo [SU (2) ⊗ U (1)] EW como dobletes zurdos y singletes diestros, tres combinaciones lineales de estos bosones Goldstone se acoplan a tres de las corrientes manométricas electrodébiles.
En 1973 Jackiw y Johnson [7] y Cornwall y Norton [8] estudiaron la posibilidad de que una interacción de calibre (no vectorial) de fermiones pueda romperse; es decir, es lo suficientemente fuerte como para formar un bosón Goldstone acoplado a la corriente manométrica. Usando modelos de calibre abelianos, demostraron que, si se forma un bosón de Goldstone, el mecanismo de Higgs lo "devora", convirtiéndose en el componente longitudinal del ahora masivo bosón de calibre. Técnicamente, la función de polarización Π ( p 2 ) que aparece en el propagador del bosón gauge,
se desarrolla un polo en p 2 = 0 con residuos de F 2 , el cuadrado de constante de desintegración del Higgs Goldstone, y el bosón de calibrador adquiere masa M ≈ g F . En 1973, Weinstein [9] mostró que los bosones de Goldstone compuestos cuyos fermiones constituyentes se transforman de la manera "estándar" bajo SU (2) ⊗ U (1) generan las masas de bosones débiles
Esta relación de modelo estándar se logra con bosones de Higgs elementales en dobletes electrodébiles; se verifica experimentalmente a mejor del 1%. Aquí, g y g ′ son acoplamientos de manómetro SU (2) y U (1) y define el ángulo de mezcla débil.
La importante idea de una nueva interacción de calibre fuerte de fermiones sin masa en la escala electrodébil F EW que impulsa la ruptura espontánea de su simetría quiral global, de la cual un subgrupo SU (2) ⊗ U (1) tiene un calibre débil, se propuso por primera vez en 1979 por Weinberg . [10] [11] [12] Este mecanismo "tecnicolor" es natural en el sentido de que no es necesario ajustar los parámetros.
Tecnicolor extendido
Los bosones de Higgs elementales realizan otra tarea importante. En el modelo estándar , los quarks y leptones son necesariamente sin masa porque se transforman bajo SU (2) ⊗ U (1) como dobletes zurdos y singletes diestros. El doblete de Higgs se acopla a estos fermiones. Cuando desarrolla su valor esperado de vacío, transmite esta ruptura electrodébil a los quarks y leptones, dándoles sus masas observadas. (En general, los fermiones electrodébiles-estados propios no son estados propios de masa, por lo que este proceso también induce las matrices de mezcla observadas en interacciones débiles de corriente cargada).
En tecnicolor, algo más debe generar las masas de quarks y leptones. La única posibilidad natural, una que evita la introducción de escalares elementales, es agrandar G TC para permitir que los tecnifermiones se acoplen a quarks y leptones. Este acoplamiento es inducido por bosones gauge del grupo ampliado. La imagen, entonces, es que hay un gran grupo de calibres G ETC ⊃ G TC de "tecnicolor extendido" (ETC) en el que los tecnefermiones, quarks y leptones viven en las mismas representaciones . En una o más escalas altas Λ ETC , G ETC se descompone en G TC , y los quarks y leptones emergen como los fermiones TC-singlete. Cuando α TC ( μ ) se vuelve fuerte a escala Λ TC ≈ F EW , el condensado fermiónico formas. (El condensado es el valor esperado de vacío del technifermion bilineal. La estimación aquí se basa en un análisis dimensional ingenuo del condensado de quark en QCD , que se espera que sea correcto como un orden de magnitud).puede proceder a través de la masa dinámica del tecnifermión por la emisión y reabsorción de bosones ETC cuyas masas M ETC ≈ g ETC Λ ETC son mucho mayores que Λ TC . Los quarks y leptones desarrollan masas dadas aproximadamente por
Aquí, es el condensado de tecnifermión renormalizado a la escala de masa del bosón ETC,
donde γ m ( μ ) es la dimensión anómala del tecnifermión bilinealen la escala μ . La segunda estimación en la ecuación. (2) depende del supuesto de que, como sucede en QCD, α TC ( μ ) se debilita no muy por encima de Λ TC , de modo que la dimensión anómala γ m dees pequeño allí. El tecnicolor extendido fue introducido en 1979 por Dimopoulos y Susskind, [13] y por Eichten y Lane. [14] Para un quark de masa m q ≈ 1 GeV, y con Λ TC ≈ 246 GeV, se estima Λ ETC ≈ 15 TeV. Por lo tanto, asumiendo que, M ETC será al menos así de grande.
Además de la propuesta de ETC para las masas de quarks y leptones, Eichten y Lane observaron que el tamaño de las representaciones de ETC requeridas para generar todas las masas de quarks y leptones sugiere que habrá más de un doblete electrodébil de tecnifermiones. [14] Si es así, habrá más simetrías quirales (rotas espontáneamente) y, por lo tanto, más bosones de Goldstone de los que consume el mecanismo de Higgs. Estos deben adquirir masa en virtud del hecho de que las simetrías quirales adicionales también se rompen explícitamente, por las interacciones del modelo estándar y las interacciones ETC. Estos "pseudo-bosones de Goldstone" se llaman technipions, π T . Una aplicación del teorema de Dashen [15] da para la contribución de ETC a su masa
La segunda aproximación en la ecuación. (4) asume que. Para F EW ≈ Λ TC ≈ 246 GeV y Λ ETC ≈ 15 TeV, esta contribución a M π T es de aproximadamente 50 GeV. Dado que las interacciones ETC generan y el acoplamiento de tecnipiones a pares de quarks y leptones, se espera que los acoplamientos sean similares a los de Higgs; es decir, aproximadamente proporcional a las masas de los quarks y leptones. Esto significa que se espera que las tecnipiones se descompongan predominantemente a lo más pesado posible. y pares.
Quizás la restricción más importante en el marco ETC para la generación de masa de quarks es que es probable que las interacciones ETC induzcan procesos de corriente neutra que cambien el sabor , como μ → e + γ , K L → μ + e , y interacciones que inducen y mezclando. [14] La razón es que el álgebra de las corrientes ETC involucradas en implicación de generación y Corrientes ETC que, cuando se escriben en términos de estados propios de masa de fermiones, no tienen ninguna razón para conservar el sabor. La restricción más fuerte proviene de exigir que las interacciones ETC medienla mezcla contribuye menos que el modelo estándar. Esto implica un Λ ETC efectivo superior a 1000 TeV. El Λ ETC real puede reducirse algo si están presentes factores de ángulo de mezcla similares a CKM. Si estas interacciones violan el CP, como bien puede ser, la restricción del parámetro ε es que el Λ ETC efectivo > 10 4 TeV. Estas enormes escalas de masa de ETC implican pequeñas masas de quarks y leptones y contribuciones de ETC a M π T de como máximo unos pocos GeV, en conflicto con las búsquedas LEP de π T en el Z 0 . [ aclaración necesaria ]
El tecnicolor extendido es una propuesta muy ambiciosa, que requiere que las masas de quarks y leptones y los ángulos de mezcla surjan de interacciones accesibles experimentalmente. Si existe un modelo exitoso, no solo predeciría las masas y mezclas de quarks y leptones (y tecnipiones), sino que explicaría por qué hay tres familias de cada uno: son las que encajan en las representaciones ETC de q ,Y T . No debería sorprendernos que la construcción de un modelo exitoso haya resultado ser muy difícil.
Caminando tecnicolor
Dado que las masas de quarks y leptones son proporcionales al condensado de tecnifermión bilineal dividido por la escala de masa ETC al cuadrado, sus valores minúsculos pueden evitarse si el condensado se mejora por encima de la estimación débil de α TC en la ecuación. (2),.
Durante la década de 1980, se desarrollaron varios mecanismos dinámicos para hacer esto. En 1981 Holdom sugirió que, si el α TC ( μ ) evoluciona a un punto fijo no trivial en el ultravioleta, con una gran dimensión anómala positiva γ m para, podrían surgir masas realistas de quarks y leptones con Λ ETC lo suficientemente grandes como para suprimir las ETC inducidasmezclando. [16] Sin embargo, no se ha construido ningún ejemplo de un punto fijo ultravioleta no trivial en una teoría de gauge de cuatro dimensiones. En 1985 Holdom analizó una teoría tecnicolor en la que se imaginaba un α TC ( μ ) de “variación lenta” . [17] Su enfoque era separar las escalas de confinamiento y ruptura quiral , pero también señaló que tal teoría podría mejorary así permitir que se eleve la escala ETC. En 1986, Akiba y Yanagida también consideraron mejorar las masas de quarks y leptones, simplemente asumiendo que α TC es constante y fuerte hasta la escala ETC. [18] En el mismo año, Yamawaki, Bando y Matumoto volvieron a imaginar un punto fijo ultravioleta en una teoría no asintóticamente libre para mejorar el condensado de tecnifermiones. [19]
En 1986, Appelquist, Karabali y Wijewardhana discutieron la mejora de las masas de fermiones en una teoría tecnicolor asintóticamente libre con un acoplamiento de galgas que corre lentamente o “camina”. [20] La lentitud surgió del efecto de pantalla de un gran número de tecnifermiones, con el análisis realizado a través de la teoría de perturbación de dos bucles. En 1987, Appelquist y Wijewardhana exploraron más este escenario de caminar. [21] Llevaron el análisis a tres bucles, notaron que caminar puede conducir a una mejora de la ley de potencia del condensado de tecnifermiones y estimaron las masas de quarks, leptones y tecnicipiones resultantes. La mejora del condensado surge porque la masa de tecnifermiones asociada disminuye lentamente, aproximadamente de forma lineal, en función de su escala de renormalización. Esto corresponde a la dimensión anómala del condensado γ m en la Ec. (3) acercándose a la unidad (ver más abajo). [22]
En la década de 1990, surgió más claramente la idea de que caminar se describe naturalmente mediante teorías de gauge asintóticamente libres dominadas en el infrarrojo por un punto fijo aproximado. A diferencia de la propuesta especulativa de los puntos fijos ultravioleta, se sabe que existen puntos fijos en el infrarrojo en teorías asintóticamente libres, que surgen en dos bucles en la función beta siempre que el recuento de fermiones N f sea lo suficientemente grande. Esto se ha sabido desde el primer cálculo de dos lazos en 1974 por Caswell. [23] Si N f está cerca del valor en el que se pierde la libertad asintótica, el punto fijo infrarrojo resultante es débil, de orden paramétrico y accesible de forma fiable en la teoría de la perturbación. Este límite de acoplamiento débil fue explorado por Banks y Zaks en 1982. [24]
El acoplamiento de punto fijo α IR se vuelve más fuerte a medida que N f se reduce de. Por debajo de algún valor crítico N fc, el acoplamiento se vuelve lo suficientemente fuerte (> α χ SB ) para romper espontáneamente la simetría quiral de los tecnifermiones sin masa . Dado que el análisis generalmente debe ir más allá de la teoría de perturbación de dos bucles, la definición del acoplamiento en ejecución α TC ( μ ), su valor de punto fijo α IR y la fuerza α χ SB necesaria para la ruptura de la simetría quiral dependen del esquema particular de renormalización adoptado. . Para; es decir, para N f justo por debajo de N fc , la evolución de α TC (μ) está gobernada por el punto fijo infrarrojo y evolucionará lentamente (caminar) durante un rango de momentos por encima de la escala de ruptura Λ TC . Para superar el-supresión de las masas de quarks de primera y segunda generación implicados en mezcla, este rango debe extenderse casi a su escala ETC, de . Cohen y Georgi argumentaron que γ m = 1 es la señal de ruptura espontánea de la simetría quiral, es decir, que γ m ( α χ SB ) = 1. [22] Por lo tanto, en la región caminadora- α TC , γ m ≈ 1 y, de las Ecs. (2) y (3), las masas de los quarks ligeros se mejoran aproximadamente por.
Lane y Ramana sugirieron la idea de que α TC ( μ ) camina durante un amplio rango de momentos cuando α IR se encuentra justo por encima de α χ SB . [25] Hicieron un modelo explícito, discutieron el caminar que siguió y lo usaron en su discusión sobre la fenomenología tecnicolor del caminar en los colisionadores de hadrones. Esta idea fue desarrollada con cierto detalle por Appelquist, Terning y Wijewardhana. [26] Combinando un cálculo perturbativo del punto fijo infrarrojo con una aproximación de α χ SB basada en la ecuación de Schwinger-Dyson , estimaron el valor crítico N fc y exploraron la física electrodébil resultante . Desde la década de 1990, la mayoría de las discusiones sobre el tecnicolor andante están en el marco de teorías que se supone están dominadas en el infrarrojo por un punto fijo aproximado. Se han explorado varios modelos, algunos con tecnifermiones en la representación fundamental del grupo gauge y algunos empleando representaciones superiores. [27] [28] [29] [30] [31] [32]
La posibilidad de que el condensado tecnicolor se pueda mejorar más allá de lo discutido en la literatura sobre caminatas, también ha sido considerada recientemente por Luty y Okui bajo el nombre de "tecnicolor conformal". [33] [34] [35] Ellos visualizan un punto fijo estable infrarrojo, pero con una dimensión anómala muy grande para el operador.. Queda por ver si esto se puede realizar, por ejemplo, en la clase de teorías que actualmente se examinan utilizando técnicas de celosía.
Masa de quark superior
La mejora descrita anteriormente para caminar en tecnicolor puede no ser suficiente para generar la masa de quark superior medida , incluso para una escala ETC tan baja como unos pocos TeV. Sin embargo, este problema podría resolverse si el acoplamiento efectivo de cuatro tecnofermiones resultante del intercambio de bosones de calibre ETC es fuerte y está ajustado justo por encima de un valor crítico. [36] El análisis de esta posibilidad de ETC fuerte es el de un modelo Nambu-Jona-Lasinio con una interacción de calibre adicional (tecnicolor). Las masas de tecnifermiones son pequeñas en comparación con la escala ETC (el límite en la teoría efectiva), pero casi constantes en esta escala, lo que lleva a una gran masa de quark top. Aún no se ha desarrollado una teoría ETC completamente realista para todas las masas de quarks que incorpore estas ideas. Miransky y Yamawaki llevaron a cabo un estudio relacionado. [37] Un problema con este enfoque es que implica cierto grado de ajuste fino de parámetros , en conflicto con el principio rector de la naturalidad del technicolor.
Un gran cuerpo de trabajo estrechamente relacionado en el que el Higgs es un estado compuesto, compuesto de quarks top y anti-top, es el condensado de quark top , [38] modelos topcolor y tecnicolor asistido por color top, [39] en los que nuevos Se atribuyen interacciones fuertes al quark top y a otros fermiones de tercera generación.
Technicolor en la celosía
La teoría de la galga de celosía es un método no perturbativo aplicable a las teorías tecnicolor que interactúan fuertemente, lo que permite la exploración de los primeros principios de la dinámica de caminar y conforme. En 2007, Catterall y Sannino utilizaron la teoría del calibre de celosía para estudiar las teorías del calibre SU (2) con dos sabores de fermiones de Dirac en la representación simétrica, [40] encontrando evidencia de conformalidad que ha sido confirmada por estudios posteriores. [41]
A partir de 2010, la situación de la teoría gauge SU (3) con fermiones en la representación fundamental no es tan clara. En 2007, Appelquist, Fleming y Neil informaron evidencia de que un punto fijo infrarrojo no trivial se desarrolla en tales teorías cuando hay doce sabores, pero no cuando hay ocho. [42] Si bien algunos estudios posteriores confirmaron estos resultados, otros informaron conclusiones diferentes, dependiendo de los métodos de celosía utilizados, y aún no hay consenso. [43]
Varios grupos de investigación están llevando a cabo más estudios de celosía que exploran estos temas, además de considerar las consecuencias de estas teorías para las mediciones de precisión electrodébil . [44]
Fenomenología tecnicolor
Cualquier marco para la física más allá del Modelo Estándar debe ajustarse a mediciones de precisión de los parámetros electrodébiles. También deben explorarse sus consecuencias para la física en los colisionadores de hadrones de alta energía existentes y futuros, y para la materia oscura del universo.
Ensayos electrodébiles de precisión
En 1990, Peskin y Takeuchi introdujeron los parámetros fenomenológicos S , T y U para cuantificar las contribuciones a las correcciones radiativas electrodébiles de la física más allá del Modelo Estándar. [45] Tienen una relación simple con los parámetros del Lagrangiano quiral electrodébil. [46] [47] El análisis de Peskin-Takeuchi se basó en el formalismo general para correcciones radiativas débiles desarrollado por Kennedy, Lynn, Peskin y Stuart, [48] y también existen formulaciones alternativas. [49]
Los parámetros S , T y U describen correcciones a los propagadores de bosones gauge electrodébiles de la física más allá del Modelo Estándar . Se pueden escribir en términos de funciones de polarización de corrientes electrodébiles y su representación espectral de la siguiente manera:
donde solo se incluye la física nueva, más allá del modelo estándar. Las cantidades se calculan en relación con un modelo estándar mínimo con alguna masa de referencia elegida del bosón de Higgs , que se considera que va desde el límite inferior experimental de 117 GeV a 1000 GeV donde su ancho se vuelve muy grande. [50] Para que estos parámetros describan las correcciones dominantes del Modelo Estándar, la escala de masa de la nueva física debe ser mucho mayor que M W y M Z , y el acoplamiento de quarks y leptones a las nuevas partículas debe suprimirse en relación con su acoplamiento a los bosones gauge. Este es el caso del tecnicolor, siempre que los mesones tecnivectores más ligeros, ρ T y a T , sean más pesados que 200–300 GeV. El parámetro S es sensible a todas las nuevas físicas en la escala TeV, mientras que T es una medida de los efectos de ruptura del isospin débil. El parámetro U generalmente no es útil; la mayoría de las teorías de la nueva física, incluidas las teorías en tecnicolor, aportan contribuciones insignificantes.
Los parámetros S y T se determinan mediante el ajuste global a los datos experimentales, incluidos los datos del polo Z de LEP en el CERN , las mediciones de quark top y W -mass en Fermilab y los niveles medidos de violación de la paridad atómica. Los límites resultantes de estos parámetros se dan en la Revisión de las propiedades de las partículas. [50] Suponiendo que U = 0, los parámetros S y T son pequeños y, de hecho, consistentes con cero:
donde el valor central corresponde a una masa de Higgs de 117 GeV y la corrección al valor central cuando la masa de Higgs se incrementa a 300 GeV se da entre paréntesis. Estos valores imponen fuertes restricciones a las teorías más allá del modelo estándar, cuando las correcciones relevantes se pueden calcular de manera confiable.
El parámetro S estimado en teorías tecnicolor similares a QCD es significativamente mayor que el valor permitido experimentalmente. [45] [49] El cálculo se realizó asumiendo que la integral espectral para S está dominada por las resonancias más ligeras ρ T y a T , o escalando los parámetros lagrangianos efectivos de QCD. Sin embargo, al caminar en tecnicolor, la física en la escala TeV y más allá debe ser bastante diferente de la de las teorías similares a QCD. En particular, las funciones espectrales vectoriales y vectoriales axiales no pueden ser dominadas solo por las resonancias más bajas. [51] [52] Se desconoce si mayores contribuciones de energía ason una torre de identificación ρ T y una T estados o una serie continua suave. Se ha conjeturado que ρ T y un T socios podrían ser más casi degenerado en las teorías para caminar (paridad aproximada de duplicación), reduciendo su contribución a S . [53] Se están realizando o planeados cálculos de celosía para probar estas ideas y obtener estimaciones confiables de S en las teorías de la marcha. [2] [54]
La restricción del parámetro T plantea un problema para la generación de la masa del quark top en el marco ETC. La mejora al caminar puede permitir que la escala ETC asociada sea tan grande como unos pocos TeV, [26] pero, dado que las interacciones ETC deben ser fuertemente débiles, la ruptura del isospin para permitir la gran división de masa de arriba a abajo, la contribución a la Parámetro T , [55] así como la tasa de caída, [56] podría ser demasiado grande.
Fenomenología del colisionador de hadrones
Los primeros estudios generalmente asumieron la existencia de un solo doblete electrodébil de tecnifermiones, o de una tecnifamilia que incluye un doblete de cada uno de los tecnicuarios de triplete de color y de tecnicileptones de color singlete (cuatro dobletes electrodébiles en total). [57] [58] El número N D de dobletes electrodébiles determina la constante de desintegración F necesaria para producir la escala electrodébil correcta, como F = F EW ⁄ √ N D = 246 GeV / √ N D . En el modelo mínimo de un doblete, tres bosones de Goldstone (tecnipiones, π T ) tienen una constante de desintegración F = F EW = 246 GeV y son devorados por los bosones gauge electrodébiles. La señal de colisionador más accesible es la producción a través de aniquilación en un colisionador de hadrones de spin-one , y su posterior desintegración en un par de bosones débiles polarizados longitudinalmente, y . Con una masa esperada de 1.5 a 2.0 TeV y un ancho de 300 a 400 GeV, tales ρ T 's serían difíciles de descubrir en el LHC. Un modelo unifamiliar tiene una gran cantidad de tecnipiones físicas, con F = F EW ⁄ √ 4 = 123 GeV. [59] Existe una colección de tecnivectores de color-singlete y octeto de masa correspondientemente más baja que se descomponen en pares de tecnipiones. Seespera que losπTse descompongan en los pares de quarks y leptones más pesados posibles. A pesar de sus masas más bajas, lasρTson más anchas que en el modelo mínimo yes probable quelos antecedentes de lasdesintegraciones deπTsean insuperables en un colisionador de hadrones.
Esta imagen cambió con la llegada del tecnicolor andante. Se produce un acoplamiento de galga andante si α χ SB se encuentra justo por debajo del valor de punto fijo de IR α IR , que requiere una gran cantidad de dobletes electrodébiles en la representación fundamental del grupo de galgas, por ejemplo, o unos pocos dobletes en representaciones TC de dimensiones superiores . [27] [60] En el último caso, las restricciones sobre las representaciones ETC generalmente implican también otras tecnifermiones en la representación fundamental. [14] [25] En cualquier caso, hay tecnipiones π T con constante de decaimiento. Esto implicade modo que los tecnivectores más ligeros accesibles en el LHC - ρ T , ω T , a T (con I G J P C = 1 + 1 −− , 0 - 1 −− , 1 - 1 ++ ) - tienen masas muy por debajo de un TeV . La clase de teorías con muchos tecnifermiones y por lo tantose llama tecnicolor de baja escala. [61]
Una segunda consecuencia de caminar en tecnicolor tiene que ver con la descomposición de los tecladrones de spin-uno. Dado que las masas tecnipion(véase la ecuación (4)), caminar los mejora mucho más que otras masas de tecnihadrones. Por lo tanto, es muy probable que el más ligero M ρ T <2 M π T y que los dos y tres π T canales de desintegración de los tecnivectores de luz estén cerrados. [27] Esto implica además que estos técnicos son muy limitados. Sus canales de dos cuerpos más probables son, W L W L , γ pi T y γ W L . El acoplamiento de los technivectors más ligeros a W L es proporcional a F ⁄ F EW . [62] Por lo tanto, todas sus tasas de descomposición son suprimidas por poderes deo la constante de estructura fina, dando anchos totales de unos pocos GeV (para ρ T ) a unas pocas décimas de un GeV (para ω T y T ).
Una consecuencia más especulativa de caminar en tecnicolor está motivada por la consideración de su contribución al parámetro S. Como se señaló anteriormente, las suposiciones habituales para estimar S TC no son válidas en una teoría de la marcha. En particular, las integrales espectrales utilizadas para evaluar S TC no pueden estar dominadas solo por la ρ T y una T más bajas y, si S TC va a ser pequeña, las masas y los acoplamientos de corriente débil de ρ T y una T podrían ser más casi iguales que en QCD.
La fenomenología tecnicolor de baja escala, incluida la posibilidad de un espectro de paridad duplicada, se ha desarrollado en un conjunto de reglas y amplitudes de desintegración. [62] Un anuncio de abril de 2011 de un exceso de pares de chorros producidos en asociación con un bosón W medido en el Tevatron [63] ha sido interpretado por Eichten, Lane y Martin como una posible señal del tecnicolor de baja escala. [64]
El esquema general de tecnicolor de baja escala tiene poco sentido si el límite de se empuja más allá de los 700 GeV. El LHC debería poder descubrirlo o descartarlo. Las búsquedas que implican desintegraciones a tecnicismos y de ahí a chorros de quark pesados se ven obstaculizadas por antecedentes deproducción; su tasa es 100 veces mayor que la del Tevatron. En consecuencia, el descubrimiento del tecnicolor de baja escala en el LHC se basa en canales de estado final totalmente leptónicos con relaciones favorables de señal a fondo:, y . [sesenta y cinco]
Materia oscura
Las teorías en tecnicolor contienen naturalmente candidatos a materia oscura . Es casi seguro que se pueden construir modelos en los que el technibaryon más bajo, un estado de tecnicolor ligado a singlete de tecnifermiones, sea lo suficientemente estable como para sobrevivir a la evolución del universo. [50] [66] [67] [68] [69] Si la teoría del tecnicolor es de baja escala (), la masa del barión no debe ser superior a 1-2 TeV. Si no, podría ser mucho más pesado. El technibaryon debe ser eléctricamente neutro y satisfacer las limitaciones de su abundancia. Dados los límites de las secciones transversales de nucleón de materia oscura independientes de espín de los experimentos de búsqueda de materia oscura (para las masas de interés [70] ), también puede tener que ser electrodébil neutro (isospín débil T 3 = 0). Estas consideraciones sugieren que los candidatos a materia oscura en tecnicolor "antiguos" pueden ser difíciles de producir en el LHC.
Francesco Sannino y sus colaboradores presentaron una clase diferente de candidatos a materia oscura en tecnicolor, lo suficientemente claros como para ser accesibles en el LHC . [71] [72] [73] [74] [75] [76] Estos estados son pseudo bosones de Goldstone que poseen una carga global que los hace estables frente a la descomposición.
Ver también
- Modelo sin Higgs
- Color superior
- Condensado de quark superior
- Punto fijo infrarrojo
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