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Modelos compuestos de Higgs

En física de partículas , los modelos de Higgs compuestos ( CHM ) son extensiones especulativas del Modelo Estándar (ME) donde el bosón de Higgs es un estado ligado de nuevas in...

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En física de partículas , los modelos de Higgs compuestos ( CHM ) son extensiones especulativas del Modelo Estándar (ME) donde el bosón de Higgs es un estado ligado de nuevas interacciones fuertes. Estos escenarios son modelos para la física más allá del ME que actualmente se están probando en el Gran Colisionador de Hadrones (LHC) en Ginebra.

En todos los modelos de Higgs compuesto, el bosón de Higgs no es una partícula elemental (o puntual), sino que 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 intensidad de las interacciones débiles , como en la desintegración beta , pero podría ser significativamente menor. Microscópicamente, el Higgs compuesto estará formado por constituyentes más pequeños, de la misma manera que los núcleos están formados por protones y neutrones .

Historia

A menudo denominados modelos de Higgs compuestos "naturales", los CHM son construcciones que intentan mitigar el problema del ajuste fino o la "naturalidad" del Modelo Estándar. [ 1 ] Estos suelen diseñar el bosón de Higgs como un bosón pseudo-Goldstone ligero natural o un campo de Nambu-Goldstone, en analogía con el pión (o más precisamente, como los mesones K) en QCD. Estas ideas fueron introducidas por Georgi y Kaplan [ 2 ] como una ingeniosa variación de las teorías tecnicolor para permitir la presencia de un bosón de Higgs físico de baja masa. Estos son precursores de las teorías del Pequeño Higgs .

Paralelamente, los primeros modelos compuestos de Higgs surgieron del quark top pesado y su punto fijo infrarrojo del grupo de renormalización , lo que implica un acoplamiento fuerte del Higgs a los quarks top a altas energías. Esto formó la base de las teorías de condensación de quarks top de ruptura de simetría electrodébil en las que el bosón de Higgs es 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 fino.

Para remediar el problema del ajuste fino, Chivukula, Dobrescu, Georgi y Hill [ 6 ] introdujeron el modelo "Top Seesaw" 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 buena interpretación geométrica en teorías de dimensiones extra, 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 teoría de campo D-4 renormalizable). Estos esquemas también anticipan la "composición parcial". Estos modelos se discuten en la extensa revisión de teorías dinámicas fuertes de Hill y Simmons. [ 8 ]

El modelo original de condensación mínima del top predijo que la masa del bosón de Brout-Englert-Higgs sería aproximadamente el doble del valor observado de 125  GeV. Sin embargo, esto se basó en el modelo de Nambu-Jona-Lasinio, que carece de una función de onda interna, ϕ(r) .{\displaystyle \ \phi (r)~.}Esto se convierte en un gran efecto cuando la constante de acoplamiento está cerca de su valor crítico y debe incluirse. Hill reformuló recientemente el modelo NJL  , utilizando "campos bilocales" y topcolor , que incluye ϕ(r) ,{\displaystyle \ \phi (r)\ ,}y obtuvo una excelente concordancia con los valores experimentales de la masa del quark top y la masa del bosón de Higgs (equivalentemente, el acoplamiento cuártico del modelo estándar). λ {\displaystyle \ \lambda \ }). La teoría requiere pocos ajustes finos y predice nuevos bosones de gauge ("colorones") con una escala de masa de 5–7  TeV, posiblemente accesibles al LHC del CERN . [ 9 ] 

Los CHM suelen predecir nuevas partículas con una masa de alrededor de un TeV (o decenas de TeV, como en los esquemas del Pequeño Higgs ) que son excitaciones o componentes del Higgs compuesto, análogas a las resonancias en física nuclear . Estas nuevas partículas podrían producirse y detectarse en experimentos de colisionadores si la energía de la colisión supera su masa, o podrían producir desviaciones de las predicciones del Modelo Estándar en "observables de baja energía", es decir, resultados de experimentos a energías más bajas. En los escenarios más convincentes, cada partícula del Modelo Estándar tiene una compañera con números cuánticos iguales pero mayor masa. Por ejemplo, el fotón , los bosones W y Z tienen réplicas pesadas con una masa determinada por la escala de composición, que se espera que sea de alrededor de 1 TeV. Aunque la naturalidad exige que existan nuevas partículas con una masa de alrededor de un TeV que podrían descubrirse en el LHC o en experimentos futuros, hasta 2018 no se había detectado ninguna señal directa o indirecta de que el Higgs u otras partículas del Modelo Estándar fueran compuestas.

Desde el descubrimiento del LHC en 2012, se sabe que existe un bosón de Higgs físico (un isodoblete débil) que se condensa para romper la simetría electrodébil . Esto difiere de la predicción de las teorías tecnicolor ordinarias, donde la nueva dinámica fuerte rompe directamente la simetría electrodébil sin necesidad de un bosón de Higgs físico.

El CHM propuesto por Georgi y Kaplan se basó en la dinámica conocida de la teoría de gauge que produce el doblete de Higgs como un bosón de Goldstone . Posteriormente se comprendió, como en el caso de los modelos Top Seesaw descritos anteriormente, que esto puede surgir naturalmente en teorías de cinco dimensiones, como el escenario de Randall-Sundrum o mediante la deconstrucción dimensional . Estos escenarios también pueden realizarse en hipotéticas teorías de campos conformes fuertemente acopladas (CFT) y la correspondencia AdS-CFT . Esto impulsó la actividad en el campo. Al principio, el Higgs era un estado ligado escalar genérico. En el influyente trabajo [ 10 ], el Higgs como bosón de Goldstone se realizó en CFT. Estudios fenomenológicos detallados mostraron que, dentro de este marco, se puede obtener concordancia con los datos experimentales con un ligero ajuste de parámetros.

El trabajo más reciente sobre la realización holográfica de CHM, que se basa en la correspondencia AdS/QCD , proporcionó una realización explícita del sector fuertemente acoplado de CHM y el cálculo de las masas de los mesones, las constantes de desintegración y la masa del compañero top. [ 11 ]

Ejemplos

CHM se puede caracterizar por la masa (m) de las partículas nuevas más ligeras y su acoplamiento (g). Se espera que este último sea mayor que los acoplamientos del Modelo Estándar para mayor consistencia. Existen diversas realizaciones de CHM que difieren en el mecanismo que genera el doblete de Higgs. En términos generales, se pueden dividir en dos categorías:

  1. El bosón de Higgs es un estado ligado genérico de la dinámica fuerte.
  2. Higgs es un bosón de Goldstone de ruptura espontánea de simetría [ 12 ] [ 13 ]

En ambos casos, la simetría electrodébil se rompe por la condensación de un doblete escalar de Higgs. En el primer escenario, no hay ninguna razón a priori por la que el bosón de Higgs sea más ligero que los demás estados compuestos y, además, se esperan mayores desviaciones del Modelo Estándar.

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, según pruebas directas e indirectas, se espera que sea de alrededor de un TeV o superior. Se supone que el sector compuesto tiene una simetría global G que se rompe espontáneamente en un subgrupo H, donde G y H son grupos de Lie compactos . A diferencia de los modelos tecnicolor, la simetría no rota debe contener el grupo electrodébil del SM SU(2)×U(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 diversas maneras [ 14 ] 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 obtiene

 Adj[ GRAMO ]=Adj[ H ]+R[ Π ] ,{\displaystyle \ \mathrm {Adj} {\bigl [}\ G\ {\bigr ]}=\mathrm {Adj} {\bigl [}\ H\ {\bigr ]}+\mathrm {R} {\bigl [}\ \Pi \ {\bigr ]}\ ,}

donde R[ Π ] es la representación de los bosones de Goldstone bajo H . La exigencia fenomenológica de que exista un doblete de Higgs selecciona las posibles simetrías. Un ejemplo típico es el patrón

   SO(5)   SU(2)L×SU(2)R  ⟶ GRAMOB=(2,2) {\displaystyle \ {\frac {~~SO(5)}{\ ~~SU(2)_{L}\times SU(2)_{R}\ }}\ \longrightarrow \ GB=(2,2)\ }

que contiene un único doblete de Higgs como bosón de Goldstone.

La física del bosón de 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,  METRO=gramo F .{\displaystyle \ M=g\ f~.}

En CHM se encuentra que las desviaciones del SM son proporcionales a

 ξ= v2  F2  ,{\displaystyle \ \xi ={\frac {~v^{2}\ }{~f^{2}\ }}\ ,}

donde v = 246 GeV es el valor esperado del vacío electrodébil . 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 del Higgs a los bosones W y Z se modifica como 

 hVV hVVSMETRO ≈1−ξ 2  .{\displaystyle \ {\frac {h_{\mathsf {VV}}}{~h_{\mathsf {VV}}^{SM}\ }}\approx 1-{\frac {\xi }{\ 2\ }}~.}

Los estudios fenomenológicos sugieren f > 1 TeV y, por lo tanto, al menos un factor de unas pocas veces mayor que v . Sin embargo, el ajuste de los parámetros necesarios para lograr v < f es inversamente proporcional a ξ , por lo que los escenarios viables requieren cierto grado de ajuste.

Los bosones de Goldstone generados por 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 se genera por efectos que rompen explícitamente la simetría global G. Mínimo , estos son los acoplamientos de Yukawa y gauge del SM que no pueden respetar la simetría global, pero también pueden existir otros efectos. Se espera que el acoplamiento del top aporte 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 del Higgs y la masa M de los compañeros del top, [ 15 ]

 metroh2∼3 2 π2  METRO2 F2 v2 {\displaystyle \ m_{h}^{2}\sim {\frac {3}{\ 2\ \pi ^{2}\ }}{\frac {\ M^{2}\ }{f^{2}}}\ v^{2}\ }

En modelos con f ~ TeV, como sugiere la naturalidad, esto indica resonancias fermiónicas con una masa de alrededor de 1 TeV. Se espera que las resonancias de espín 1 sean algo más pesadas. Esto está al alcance de futuros experimentos en colisionadores.

Componencia parcial

Un ingrediente de la CHM moderna es la hipótesis de composición parcial propuesta por DB Kaplan. [ 16 ] Esto es similar a una dimensión extra (descompuesta), en la que cada partícula del Modelo Estándar tiene una o más partículas pesadas que pueden mezclarse con ella. En la práctica, las partículas del SM son combinaciones lineales de estados elementales y compuestos:

|Std.METROod.⟩ = porque⁡α |milmimetro.⟩+pecado⁡α |doometropag.⟩{\displaystyle |{\mathsf {Std.Mod.}}\rangle ~=~\cos {\alpha }~|{\mathsf {Elem.}}\rangle +\sin {\alpha }~|{\mathsf {Comp.}}\rangle }

dónde α {\displaystyle \ \alpha \ }indica el ángulo de mezcla.

La composición parcial se realiza de forma natural en el sector de gauge, donde ocurre un fenómeno análogo en la cromodinámica cuántica y se conoce como mezcla γ – ρ (en referencia al fotón y al mesón rho , dos partículas con números cuánticos idénticos que participan en una mezcla similar). Para los fermiones, se supone que, en particular, se requiere la existencia de fermiones pesados ​​con números cuánticos iguales a los quarks y leptones del Modelo Estándar . Estos interactúan con el bosón de Higgs a través de la mezcla. Esquemáticamente, se encuentra la fórmula para las masas de los fermiones del Modelo Estándar.

 metroF v ≈ pecado⁡αL Y pecado⁡αR ,{\displaystyle {\frac {\ m_{\mathsf {f}}\ }{v}}~\approx ~\sin \alpha _{\mathsf {L}}~Y~\sin \alpha _{\mathsf {R}}\ ,}

donde los subíndices L y R marcan las mezclas izquierda y derecha, e Y es un acoplamiento de sector compuesto.

Las partículas compuestas son multipletes de la simetría H no rota. Por razones fenomenológicas, esta debería contener la simetría de custodia SU(2)×SU(2) que extiende la simetría electrodébil SU(2)×U(1). Los fermiones compuestos suelen pertenecer a representaciones mayores que las partículas del Modelo Estándar. Por ejemplo, una representación fuertemente motivada para los fermiones zurdos es la (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 del SM hasta ahora. En los llamados escenarios anárquicos, las jerarquías de masas de fermiones del SM se generan a través de jerarquías de mezclas y acoplamientos de sectores compuestos anárquicos. Los fermiones ligeros son casi elementales, mientras que la tercera generación es fuertemente o completamente compuesta. Esto lleva a una supresión estructural de todos los efectos que involucran a las dos primeras generaciones, que son las que se miden con mayor precisión. En particular, se suprimen las transiciones de sabor y las correcciones a observables electrodébiles. También son posibles otros escenarios [ 17 ] con diferente fenomenología.

Experimentos

Las principales características experimentales de la CHM son:

  1. Nuevas compañeras pesadas de las partículas del Modelo Estándar, con números cuánticos del SM y masas de alrededor de un TeV.
  2. Acoplamientos SM modificados
  3. Nuevas contribuciones a los observables de sabor

Los modelos supersimétricos también predicen que cada partícula del Modelo Estándar tendrá una compañera más pesada. Sin embargo, en supersimetría, las compañeras tienen un espín diferente : son bosones si la partícula del Modelo Estándar es un fermión, y viceversa . En los modelos de Higgs compuestos, las compañeras tienen el mismo espín que las partículas del Modelo Estándar.

Todas las desviaciones del Modelo Estándar (ME) están controladas por el parámetro de ajuste ξ. La mezcla de las partículas del ME determina el acoplamiento con las partículas conocidas del ME. La fenomenología detallada depende en gran medida de las suposiciones de sabor y, en general, depende del modelo. El bosón de Higgs y el quark top suelen tener el mayor acoplamiento con las nuevas partículas. Por esta razón, los compañeros de tercera generación son los más fáciles de producir y la física del quark top presenta las mayores desviaciones del ME. Los compañeros del quark top también tienen una importancia especial debido a 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 hasta 800 GeV. [ 18 ] [ 19 ] Los límites de las resonancias de gluones están en el rango de multi-TeV [ 20 ] [ 21 ] y existen límites algo más débiles para las resonancias electrodébiles.

Las desviaciones respecto a los acoplamientos del Modelo Estándar (ME) son proporcionales al grado de compositesidad de las partículas. Por esta razón, se esperan las mayores desviaciones respecto a las predicciones del ME para los acoplamientos de los quarks de tercera generación y del bosón de Higgs. Las primeras se midieron con precisión de una milésima de segundo por el experimento LEP . Tras la primera fase del LHC, los acoplamientos del bosón de Higgs con fermiones y bosones de gauge concuerdan con el ME con una precisión cercana al 20%. Estos resultados plantean cierta tensión para el modelo CHM, pero son compatibles con una escala de composites de aproximadamente 1 TeV.

La hipótesis de composición parcial permite suprimir la violación de sabor más allá del Modelo Estándar (ME), que está severamente restringido experimentalmente. Sin embargo, en escenarios anárquicos existen desviaciones considerables de las predicciones del ME en varias observables. Particularmente restringida está la violación de CP en el sistema de kaones y la violación de sabor leptónico, por ejemplo, la desintegración rara μ→eγ. En general, la física de sabor sugiere los límites indirectos más fuertes para los escenarios anárquicos. Esta tensión puede evitarse con diferentes supuestos de sabor.

Resumen

La naturaleza del bosón de Higgs sigue siendo un enigma. Desde un punto de vista filosófico, el bosón de Higgs es o bien un estado compuesto, formado por constituyentes más fundamentales, o bien está conectado a otros estados de la naturaleza mediante una simetría como la supersimetría (o una combinación de ambos conceptos). Hasta el momento, no existe evidencia de que sea compuesto ni de que posea supersimetría.

Aún no se ha explicado el hecho de que la naturaleza proporcione un único campo escalar (un isodoblete débil) que, aparentemente, genera de forma exclusiva las masas de las partículas fundamentales.

Actualmente, desconocemos qué escala de masa/energía revelará información adicional sobre el bosón de Higgs que pueda esclarecer estas cuestiones. Mientras los teóricos siguen buscando explicaciones, esta limitada comprensión supone un gran desafío para la física experimental de partículas: no tenemos claro si los aceleradores viables podrían proporcionar información útil más allá del Modelo Estándar. Se espera que las mejoras en la luminosidad y la energía del LHC puedan ofrecer nuevas pistas.

Véase también

Referencias

  1. ↑ GF Giudice, Naturalidad después de LHC8 , PoS EPS HEP2013, 163 (2013)
  2. ↑ MJ Dugan, H. Georgi y DBKaplan, Anatomía de un modelo de Higgs compuesto , Nucl. Phys. B254, 299 (1985).
  3. ↑ Miransky, Vladimir A.; Tanabashi, Masaharu; Yamawaki, Koichi (1989). "Ruptura dinámica de la simetría electrodébil con gran dimensión anómala y condensado de quarks t". Phys. Lett. B . 221 (177): 177. Bibcode : 1989PhLB..221..177M . doi : 10.1016/0370-2693(89)91494-9 .
  4. ↑ 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 .
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