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Technicolor (física)

Las teorías tecnicolor son modelos de física que van más allá del Modelo Estándar y que abordan la ruptura de la simetría de gauge electrodébil , el mecanismo mediante el cual l...

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Las teorías tecnicolor son modelos de física que van más allá del Modelo Estándar y que abordan la ruptura de la simetría de gauge electrodébil , el mecanismo mediante el cual los bosones W y Z adquieren masa. Las primeras teorías tecnicolor se basaron 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 de tecnicolor para generar dinámicamente masas para los bosones W y Z mediante nuevas interacciones de gauge . Si bien son asintóticamente libres a energías muy altas, estas interacciones deben volverse fuertes y confinantes (y, por lo tanto, inobservables) a energías más bajas que han sido exploradas experimentalmente. Este enfoque dinámico es natural y evita los problemas de trivialidad cuántica y el problema de jerarquía del Modelo Estándar.

Sin embargo, desde el descubrimiento del bosón de Higgs en el LHC del CERN en 2012, los modelos originales han sido descartados en gran medida. No obstante, sigue siendo posible que el bosón de Higgs sea un estado compuesto. [ 1 ]

Para producir masas de quarks y leptones , los modelos de Higgs de tecnicolor o compuestos (CHM) deben "extenderse" mediante interacciones de gauge adicionales. En particular, al modelarse con QCD, el tecnicolor extendido se vio desafiado por las restricciones experimentales en la corriente neutra con cambio de sabor y las mediciones electrodébiles de precisión . Se desconocen las extensiones específicas de la dinámica de partículas para los bosones de Higgs de tecnicolor o compuestos.

Gran parte de la investigación en tecnicolor se centra en explorar teorías de gauge de interacción fuerte distintas de la QCD, con el fin de sortear algunos de estos desafíos. Un marco particularmente activo es el tecnicolor de "caminata", que exhibe un comportamiento casi conforme causado por un punto fijo infrarrojo con una fuerza ligeramente superior a la necesaria para la ruptura espontánea de la simetría quiral . Se está estudiando si la caminata puede ocurrir y conducir a la concordancia con mediciones electrodébiles de precisión mediante simulaciones de red no perturbativas . [ 2 ]

Los experimentos realizados 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 aproximada de125 GeV/ c 2  ; [ 3 ] [ 4 ] [ 5 ] dicha partícula no es predicha genéricamente por los 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 de Higgs compuestos generalmente se resuelven mediante el punto fijo infrarrojo del quark top , y pueden requerir una nueva dinámica a energías extremadamente altas como topcolor .

Introducción

El mecanismo de ruptura de la simetría de gauge electrodébil en el Modelo Estándar de interacciones de partículas elementales sigue siendo desconocido. Esta ruptura debe ser espontánea , lo que significa que la teoría subyacente manifiesta la simetría con exactitud (los campos de bosones de gauge carecen de masa en las ecuaciones de movimiento), pero las soluciones (el estado fundamental y los estados excitados) no. En particular, los bosones de gauge físicos W y Z adquieren masa. Este fenómeno, en el que los bosones W y Z también adquieren un estado de polarización adicional, se denomina "mecanismo de Higgs". A pesar de la concordancia precisa de la teoría electrodébil con los experimentos a energías accesibles hasta ahora, los ingredientes necesarios para la ruptura de la simetría permanecen ocultos y aún deben revelarse a energías más altas.

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 cuánticas producen correcciones a su masa que la elevan a valores tan altos que no puede cumplir la función para la que fue introducido. A menos que el Modelo Estándar falle a energías inferiores a unos pocos TeV, la masa del bosón de Higgs solo puede mantenerse pequeña mediante un ajuste fino y preciso de los parámetros.

Technicolor evita este problema al plantear la hipótesis de una nueva interacción de gauge acoplada a nuevos fermiones sin masa. Esta interacción es asintóticamente libre a energías muy altas y se vuelve fuerte y restrictiva a medida que la energía disminuye hasta la escala electrodébil de 246  GeV. Estas fuerzas fuertes 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. De este modo, se rompe la simetría de gauge electrodébil, lo que produce 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 ajuste fino de parámetros. Las masas de los quarks y los leptones también rompen las simetrías de gauge 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 se enfrentan a una serie de desafíos fenomenológicos , en particular cuestiones de corrientes neutras que cambian el sabor , pruebas electrodébiles de precisión y la masa del quark top . Los modelos tecnicolor tampoco predicen genéricamente bosones tipo Higgs tan ligeros como125 GeV/ c² ;  dicha partícula fue descubierta por experimentos en el Gran Colisionador de Hadrones en 2012. [ 3 ] [ 4 ] [ 5 ] Algunos de estos problemas pueden abordarse con una clase de teorías conocidas como "tecnicolor andante".

Technicolor primitivo

Technicolor es el nombre que se le da a la teoría de la ruptura de la simetría electrodébil por nuevas interacciones de gauge fuertes cuya escala de energía característica Λ TC es la escala débil misma, Λ TC ≈ F EW ≡ 246 GeV . El principio rector de Technicolor 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 una cuestión subjetiva, 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 enO(METRObarmi2METROpaghysidoal2){\displaystyle {\mathcal {O}}\left({\frac {M_{\mathrm {bare} }^{2}}{M_{\mathrm {physical} }^{2}}}\right)}, donde M bare 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 bare ~ 10 15 GeV (la escala de masa de la gran unificación), y con la masa del bosón de Higgs M physical = 100–500 GeV , la masa se ajusta al menos a una parte en 10 25 .

Por el contrario, una teoría natural de la ruptura de la simetría electrodébil es una teoría de gauge asintóticamente libre con fermiones como únicos campos de materia. El grupo de gauge tecnicolor G TC se suele asumir como SU( N TC ). Basándose en 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 ,TiL,R=(Ui,Di)L,R, para i=1,2,...,12norteF{\displaystyle T_{i\,\mathrm {L,R} }=(U_{i},D_{i})_{\mathrm {L,R} }\,,{\text{ para }}i=1,2,...,{\tfrac {1}{2}}N_{\mathrm {f} }}. Por lo tanto, hay una simetría quiral de estos fermiones, p. ej., SU( N f ) L ⊗ SU( N f ) R , si todos se transforman de acuerdo con la misma representación compleja de G TC . Continuando la analogía con QCD, el acoplamiento de gauge variable α TC ( μ ) desencadena una 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 levógiros y singletes dextrógiros, tres combinaciones lineales de estos bosones de Goldstone se acoplan a tres de las corrientes de gauge electrodébiles.

En 1973, Jackiw y Johnson [ 7 ] y Cornwall y Norton [ 8 ] estudiaron la posibilidad de que una interacción de gauge (no vectorial) de fermiones pueda romperse a sí misma; es decir, es lo suficientemente fuerte como para formar un bosón de Goldstone acoplado a la corriente de gauge. Utilizando modelos de gauge abelianos, demostraron que, si se forma tal bosón de Goldstone, es "devorado" por el mecanismo de Higgs, convirtiéndose en la componente longitudinal del bosón de gauge ahora masivo. Técnicamente, la función de polarización Π ( p2 ) que aparece en el propagador del bosón de gauge ,

Δμν=[pagμpagνpag2−gramoμν] pag2[1−gramo2Π(pag2)] {\displaystyle \Delta _{\mu \nu }={\frac {\left[{\frac {p_{\mu }p_{\nu }}{p^{2}}}-g_{\mu \nu }\right]}{~p^{2}\left[1-g^{2}\Pi \left(p^{2}\right)\right]~}}}

desarrolla un polo en p 2 = 0 con residuo F 2 , el cuadrado de la constante de desintegración del bosón de Goldstone, y el bosón de gauge adquiere masa M ≈ g F . En 1973, Weinstein [ 9 ] demostró 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.

(1)METROW±=12gramoFmiW y METROZ=12gramo2+gramo′2FmiW≡METROWporque⁡θW.{\displaystyle (1)\qquad M_{\mathrm {W^{\pm }} }={\frac {1}{2}}g\,F_{\mathrm {EW} }\quad {\text{ y }}\quad M_{\mathrm {Z} }={\frac {1}{2}}{\sqrt {g^{2}+{g'}^{2}}}F_{\mathrm {EW} }\equiv {\frac {M_{\mathrm {W} }}{\cos \theta _{\mathrm {W} }}}.}

Esta relación del modelo estándar se logra con bosones de Higgs elementales en dobletes electrodébiles; se verifica experimentalmente con una precisión superior al 1%. Aquí, g y g ′ son acoplamientos de gauge SU(2) y U(1), ybroncearse⁡θW=gramo′gramo{\displaystyle \tan \theta _{\mathrm {W} }={\frac {g'}{g}}}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) está débilmente calibrado, fue propuesta por primera vez en 1979 por Weinberg . [ 10 ] [ 11 ] [ 12 ] Este mecanismo "tecnicocolor" es natural ya que no es necesario un ajuste fino de los parámetros.

Technicolor extendido

Los bosones de Higgs elementales desempeñan otra función importante. En el Modelo Estándar , los quarks y leptones son necesariamente sin masa, ya que se transforman bajo SU(2) ⊗ U(1) como dobletes levógiros y singletes dextrógiros. El doblete de Higgs se acopla a estos fermiones. Al desarrollar su valor esperado en el vacío, transmite esta ruptura electrodébil a los quarks y leptones, otorgándoles sus masas observadas. (En general, los fermiones de autoestados electrodébiles no son autoestados de masa, por lo que este proceso también induce las matrices de mezcla observadas en las interacciones débiles de corriente cargada).

En tecnicolor, algo más debe generar las masas de quarks y leptones. La única posibilidad natural, que evita la introducción de escalares elementales, es ampliar G TC para permitir que los tecnifermiones se acoplen a quarks y leptones. Este acoplamiento es inducido por bosones de gauge del grupo ampliado. La imagen, entonces, es que hay un gran grupo de gauge de "tecnicolor extendido" (ETC) G ETC ⊃ G TC en el que los tecnifermiones, 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 singlete TC. Cuando α TC ( μ ) se vuelve fuerte en la escala Λ TC ≈ F EW , el condensado fermiónico⟨T¯T⟩TC≈4πFEW3{\displaystyle \langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{TC}}\approx 4\pi F_{\text{EW}}^{3}}formas. (El condensado es el valor esperado del vacío del bilineal tecnifermión.T¯T{\displaystyle {\bar {T}}T}. La estimación aquí se basa en un análisis dimensional ingenuo del condensado de quarks en QCD , que se espera sea correcto en un orden de magnitud.) Luego, las transicionesqL(orℓL)→TL→TR→qR(orℓR){\displaystyle q_{\text{L}}(\mathrm {o} \,\,\ell _{\text{L}})\rightarrow T_{\text{L}}\rightarrow T_{\text{R}}\rightarrow q_{\text{R}}\,(\mathrm {o} \,\,\ell _{\text{R}})}puede proceder a través de la masa dinámica del tecnifermión mediante 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

(2)metroq,ℓ(METROETC)≈gramoETC2⟨T¯T⟩ETCMETROETC2≈4πFEW3ΛETC2.{\displaystyle (2)\qquad m_{q,\ell }(M_{\text{ETC}})\approx {\frac {g_{\text{ETC}}^{2}\langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{ETC}}}{M_{\text{ETC}}^{2}}}\approx {\frac {4\pi F_{\text{EW}}^{3}}{\Lambda _{\text{ETC}}^{2}}}\,.}

Aquí,⟨T¯T⟩ETC{\displaystyle \langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{ETC}}}es el condensado de tecnifermion renormalizado a la escala de masa del bosón ETC,

(3)⟨T¯T⟩ETC=exp⁡(∫ΛTCMETROETCdμμγmetro(μ))⟨T¯T⟩TC,{\displaystyle (3)\qquad \langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{ETC}}=\exp {\left(\int _{\Lambda _{\text{TC}}}^{M_{\text{ETC}}}{\frac {d\mu }{\mu }}\gamma _{m}(\mu )\right)}\,\langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{TC}}\,,}

donde γ m ( μ ) es la dimensión anómala del bilineal tecnifermiónT¯T{\displaystyle {\bar {T}}T}a la escala μ . La segunda estimación en la ecuación (2) depende de la suposición de que, como sucede en QCD, α TC ( μ ) se vuelve débil no muy por encima de Λ TC , de modo que la dimensión anómala γ m de  T¯T{\displaystyle {\bar {T}}T}es 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, suponiendo quegramoETC2≳1{\displaystyle g_{\text{ETC}}^{2}\gtrsim 1}, M ETC será al menos de este tamaño.

Además de la propuesta ETC para las masas de quarks y leptones, Eichten y Lane observaron que el tamaño de las representaciones ETC necesarias para generar todas las masas de quarks y leptones sugiere que habrá más de un doblete electrodébil de tecnifermiones. [ 14 ] De ser así, habrá más simetrías quirales (rotas espontáneamente) y, por lo tanto, más bosones de Goldstone que los que son absorbidos por 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 "pseudobosones de Goldstone" se denominan tecnipiones, π T . Una aplicación del teorema de Dashen [ 15 ] da para la contribución ETC a su masa

(4)FEW2METROπT2≈gramoETC2⟨T¯TT¯T⟩ETCMETROETC2≈16π2FmiW6ΛETC2.{\displaystyle (4)\qquad F_{\text{EW}}^{2}M_{\pi T}^{2}\approx {\frac {g_{\text{ETC}}^{2}\langle {\bar {T}}T{\bar {T}}T\rangle _{\text{ETC}}}{M_{\text{ETC}}^{2}}}\approx {\frac {16\pi ^{2}F_{EW}^{6}}{\Lambda _{\text{ETC}}^{2}}}\,.}

La segunda aproximación en la ecuación  (4) supone que⟨T¯TT¯T⟩miTdo≈⟨T¯T⟩miTdo2{\displaystyle \langle {\bar {T}}T{\bar {T}}T\rangle _{ETC}\approx \langle {\bar {T}}T\rangle _{ETC}^{2}}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 generanmetroq,ℓ{\displaystyle m_{q,\ell }}y el acoplamiento de tecnipiones a pares de quarks y leptones, se espera que los acoplamientos sean de tipo Higgs; es decir, aproximadamente proporcionales a las masas de los quarks y leptones. Esto significa que se espera que los tecnipiones se desintegren predominantemente en los más pesados ​​posibles.q¯q{\displaystyle {\bar {q}}q}yℓ¯ℓ{\displaystyle {\bar {\ell }}\ell }pares.

Quizás la restricción más importante en el marco ETC para la generación de masa de quarks es que las interacciones ETC probablemente induzcan procesos de corriente neutra que cambian el sabor, como μ → e + γ , K L → μ + e , y|Δ⁡S|=2 y |Δ⁡B′|=2{\displaystyle \left|\,\operatorname {\Delta } S\,\right|=2{\text{ and }}\left|\,\operatorname {\Delta } B'\,\right|=2}interacciones que inducenK0↔K¯0{\displaystyle {\text{K}}^{0}\leftrightarrow {\bar {\text{K}}}^{0}}yB0↔B¯0{\displaystyle {\text{B}}^{0}\leftrightarrow {\bar {\text{B}}}^{0}}mezcla. [ 14 ] La razón es que el álgebra de las corrientes ETC involucradas enmetroq,ℓ{\displaystyle m_{q,\ell }}generación implicaq¯q′{\displaystyle {\bar {q}}q^{\prime }}yℓ¯ℓ′{\displaystyle {\bar {\ell }}\ell ^{\prime }}Corrientes ETC que, cuando se escriben en términos de autoestados de masa de fermiones, no tienen razón para conservar el sabor. La restricción más fuerte proviene de exigir que las interacciones ETC medianK↔K¯{\displaystyle {\text{K}}\leftrightarrow {\bar {\text{K}}}}La mezcla contribuye menos que el Modelo Estándar. Esto implica un Λ ETC efectivo mayor que 1000  TeV. El Λ ETC real puede reducirse un poco si hay factores de ángulo de mezcla tipo CKM. Si estas interacciones violan CP, como bien pueden hacerlo, la restricción del parámetro ε es que el Λ ETC efectivo > 10 4  TeV. Tales enormes escalas de masa ETC implican masas de quarks y leptones diminutas y contribuciones ETC a M π T de como máximo unos pocos GeV, en conflicto con las búsquedas de LEP de π T en Z 0 .

El tecnicolor extendido es una propuesta muy ambiciosa, que requiere que las masas y los ángulos de mezcla de quarks y leptones surjan de interacciones experimentalmente accesibles. 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 ,ℓ{\displaystyle \ell }y T. No debería sorprender 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 tecnifermion bilineal dividido por el cuadrado de la escala de masa ETC, sus pequeños valores pueden evitarse si el condensado se mejora por encima de la estimación TC débil- α en la ecuación (2), ⟨T¯T⟩ETC≈⟨T¯T⟩TC≈4πFEW3{\displaystyle \langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{ETC}}\approx \langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{TC}}\approx 4\pi F_{\text{EW}}^{3}}.

Durante la década de 1980, se propusieron varios mecanismos dinámicos para lograr esto. En 1981, Holdom sugirió que, si el α TC ( μ ) evoluciona hacia un punto fijo no trivial en el ultravioleta, con una gran dimensión anómala positiva γ m paraT¯T{\displaystyle {\bar {T}}T}, podrían surgir masas realistas de quarks y leptones con Λ ETC lo suficientemente grande como para suprimir la ETC inducidaK↔K¯{\displaystyle K\leftrightarrow {\bar {K}}}mezcla. [ 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 preveía un α TC ( μ ) "de variación lenta". [ 17 ] Su objetivo era separar las escalas de ruptura quiral y confinamiento , pero también señaló que dicha teoría podría mejorar⟨T¯T⟩ETC{\displaystyle \langle {\bar {T}}T\rangle _{\text{ETC}}}y así permitir que se eleve la escala ETC. En 1986, Akiba y Yanagida también consideraron aumentar 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 imaginaron nuevamente un punto fijo ultravioleta en una teoría no asintóticamente libre para aumentar el condensado de tecnifermiones. [ 19 ]

En 1986, Appelquist, Karabali y Wijewardhana analizaron el aumento de las masas de los fermiones en una teoría de tecnicolor asintóticamente libre con un acoplamiento de gauge de movimiento lento, o "caminante". [ 20 ] La lentitud se debía al efecto de apantallamiento de un gran número de tecnifermiones, y el análisis se llevó a cabo mediante la teoría de perturbaciones de dos bucles. En 1987, Appelquist y Wijewardhana exploraron este escenario de caminata con mayor profundidad. [ 21 ] Llevaron el análisis a tres bucles, observaron que la caminata puede conducir a un aumento de ley de potencias del condensado de tecnifermiones y estimaron las masas resultantes de quarks, leptones y tecnipiones. El aumento del condensado surge porque la masa del tecnifermión asociada disminuye lentamente, aproximadamente de forma lineal, en función de su escala de renormalización. Esto corresponde a que la dimensión anómala del condensado γ m en la ecuación  (3) se aproxime a la unidad (véase más adelante). [ 22 ]

En la década de 1990, surgió con mayor claridad la idea de que la caminata 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 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 número de fermiones N f sea suficientemente grande. Esto se conoce desde el primer cálculo de dos bucles realizado en 1974 por Caswell. [ 23 ] Si N f está cerca del valornorte^F{\displaystyle {\hat {N}}_{\text{f}}}en el cual se pierde la libertad asintótica, el punto fijo infrarrojo resultante es débil, de orden paramétrico.norte^F−norteF{\displaystyle {\hat {N}}_{\text{f}}-N_{\text{f}}}y es accesible de forma fiable en la teoría de perturbaciones. 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 denorte^F{\displaystyle {\hat {N}}_{\text{f}}}Por debajo de un valor crítico N fc, el acoplamiento se vuelve lo suficientemente fuerte (> α χ  SB ) como para romper espontáneamente la simetría quiral de los tecnifermiones sin masa . Dado que el análisis normalmente debe ir más allá de la teoría de perturbación de dos bucles, la definición del acoplamiento efectivo 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 de renormalización particular adoptado. Para0<αIR−αχSBαIR≪1{\displaystyle 0<{\frac {\alpha _{\text{IR}}-\alpha _{\chi {\text{SB}}}}{\alpha _{\text{IR}}}}\ll 1}; 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 (caminará) para un rango de momentos por encima de la escala de ruptura Λ TC . Para superar laMETROmiTdo2{\displaystyle M_{ETC}^{2}}-supresión de las masas de los quarks de primera y segunda generación involucrados enK↔K¯{\displaystyle K\leftrightarrow {\bar {K}}}mezclando, este rango debe extenderse casi hasta su escala ETC, deO(103 TeV){\displaystyle {\mathcal {O}}(10^{3}{\hbox{ TeV}})}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 de α TC de caminata, γ m ≈ 1 y, a partir de las ecuaciones  (2) y (3), las masas de los quarks ligeros se ven aumentadas aproximadamente porMETROETCΛTC{\displaystyle {\frac {M_{\text{ETC}}}{\Lambda _{\text{TC}}}}}.

La idea de que α TC ( μ ) camina para un amplio rango de momentos cuando α IR se encuentra justo por encima de α χ  SB fue sugerida por Lane y Ramana. [ 25 ] Crearon un modelo explícito, discutieron el caminar resultante y lo utilizaron en su discusión de la fenomenología del tecnicolor caminante en 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 caminante se encuentran en el marco de teorías que se suponen dominadas en el infrarrojo por un punto fijo aproximado. Se han explorado varios modelos, algunos con los tecnifermiones en la representación fundamental del grupo de gauge y otros empleando representaciones superiores. [ 27 ] [ 28 ] [ 29 ] [ 30 ] [ 31 ] [ 32 ]

La posibilidad de que el condensado tecnicolor pueda mejorarse más allá de lo discutido en la literatura sobre el movimiento, también ha sido considerada recientemente por Luty y Okui bajo el nombre de "tecnicolor conforme". [ 33 ] [ 34 ] [ 35 ] Ellos visualizan un punto fijo estable en el infrarrojo, pero con una dimensión anómala muy grande para el operadorT¯T{\displaystyle {\bar {T}}T}Queda por ver si esto se puede lograr, por ejemplo, en la clase de teorías que actualmente se están examinando utilizando técnicas de retículo.

masa del quark top

La mejora descrita anteriormente para el tecnicolor de caminata puede no ser suficiente para generar la masa medida del quark top , incluso para una escala ETC tan baja como unos pocos TeV. Sin embargo, este problema podría abordarse si el acoplamiento efectivo de cuatro tecnifermiones resultante del intercambio de bosones de gauge ETC es fuerte y se ajusta justo por encima de un valor crítico. [ 36 ] El análisis de esta posibilidad de ETC fuerte es el de un modelo de Nambu-Jona-Lasinio con una interacción de gauge (tecnicolor) adicional. Las masas de los tecnifermiones son pequeñas en comparación con la escala ETC (el corte en la teoría efectiva), pero casi constantes hasta esta escala, lo que lleva a una gran masa del 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 naturalidad del tecnicolor.

Un amplio conjunto de trabajos estrechamente relacionados en los que el Higgs es un estado compuesto, formado por quarks top y anti-top, es el condensado de quarks top , [ 38 ] los modelos topcolor y top-color-assisted technicolor, [ 39 ] en los que se atribuyen nuevas interacciones fuertes al quark top y a otros fermiones de tercera generación.

Technicolor en la celosía

La teoría de gauge en la red es un método no perturbativo aplicable a teorías tecnicolor de interacción fuerte, que permite la exploración a partir de primeros principios de la dinámica de caminata y conforme. En 2007, Catterall y Sannino utilizaron la teoría de gauge en la red para estudiar teorías de gauge SU (2) con dos sabores de fermiones de Dirac en la representación simétrica, [ 40 ] encontrando evidencia de conformabilidad que ha sido confirmada por estudios posteriores. [ 41 ]

A partir de 2010, la situación para la teoría de gauge SU (3) con fermiones en la representación fundamental no es tan clara. En 2007, Appelquist, Fleming y Neil informaron evidencia de que se desarrolla un punto fijo infrarrojo no trivial 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 retículo utilizados, y aún no hay consenso. [ 43 ]

Varios grupos de investigación están llevando a cabo estudios reticulares adicionales que exploran estos temas, así como que consideran las consecuencias de estas teorías para las mediciones electrodébiles de precisión . [ 44 ]

Fenomenología tecnicolor

Cualquier marco teórico para la física más allá del Modelo Estándar debe ajustarse a mediciones precisas de los parámetros electrodébiles. También deben explorarse sus consecuencias para la física en los colisionadores de hadrones de alta energía actuales y futuros, así como para la materia oscura del universo.

Pruebas 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 de gauge electrodébiles provenientes 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:

(5)S=16πddq2[Π33nortemiw(q2)−Π3Qnortemiw(q2)]q2=0=4π∫dmetro2metro4[σV3(metro2)−σA3(metro2)]nortemiw;(6)T=16πMETROZ2pecado2⁡2θW[Π11nortemiw(0)−Π33nortemiw(0)]=4πMETROZ2pecado2⁡2θW∫0∞dmetro2metro2[σV1(metro2)+σA1(metro2)−σV3(metro2)−σA3(metro2)]nortemiw,{\displaystyle {\begin{aligned}(5)\qquad S&=16\pi {\frac {d}{dq^{2}}}\left[\Pi _{33}^{\mathbf {new} }(q^{2})-\Pi _{3Q}^{\mathbf {new} }(q^{2})\right]_{q^{2}=0}\\&=4\pi \int {\frac {dm^{2}}{m^{4}}}\left[\sigma _{V}^{3}(m^{2})-\sigma _{A}^{3}(m^{2})\right]^{\mathbf {new} };\\\\(6)\qquad T&={\frac {16\pi }{M_{Z}^{2}\sin ^{2}2\theta _{W}}}\;\left[\Pi _{11}^{\mathbf {new} }(0)-\Pi _{33}^{\mathbf {new} }(0)\right]\\&={\frac {4\pi }{M_{Z}^{2}\sin ^{2}2\theta _{W}}}\int _{0}^{\infty }{\frac {dm^{2}}{m^{2}}}\left[\sigma _{V}^{1}(m^{2})+\sigma _{A}^{1}(m^{2})-\sigma _{V}^{3}(m^{2})-\sigma _{A}^{3}(m^{2})\right]^{\mathbf {new} },\end{aligned}}}

donde solo se incluye nueva física 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 , tomada para variar desde el límite inferior experimental de 117  GeV hasta 1000  GeV donde su ancho se vuelve muy grande. [ 50 ] Para que estos parámetros describan las correcciones dominantes al 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 de gauge. Este es el caso con tecnicolor, siempre que los mesones tecnivectoriales más ligeros, ρ T y a T , sean más pesados ​​que 200–300  GeV. El parámetro S es sensible a toda la nueva física en la escala de TeV, mientras que T es una medida de los efectos de ruptura de isospín débil. El parámetro U generalmente no es útil; La mayoría de las nuevas teorías físicas, incluidas las teorías del tecnicolor, aportan contribuciones insignificantes a este fenómeno.

Los parámetros S y T se determinan mediante un ajuste global a datos experimentales, incluidos los datos del polo Z del LEP en el CERN , las mediciones de masa del quark top y del bosón W en Fermilab , y los niveles medidos de violación de la paridad atómica. Los límites resultantes de estos parámetros se dan en la Revisión de Propiedades de Partículas. [ 50 ] Suponiendo U = 0, los parámetros S y T son pequeños y, de hecho, consistentes con cero:

(7)S=−0,04±0,09(−0,07),T=0,02±0,09(+0,09),{\displaystyle (7)\qquad {\begin{aligned}S&=-0.04\pm 0.09\,(-0.07),\\T&=0.02\pm 0.09\,(+0.09),\end{aligned}}}

donde el valor central corresponde a una masa de Higgs de 117  GeV y la corrección a dicho valor cuando la masa de Higgs aumenta a 300  GeV se indica entre paréntesis. Estos valores imponen fuertes restricciones a las teorías que van más allá del modelo estándar, siempre que las correcciones pertinentes puedan calcularse de forma fiable.

El parámetro S estimado en teorías de tecnicolor tipo 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 ρ T y a T más ligeras , o por parámetros lagrangianos efectivos de escala de QCD. Sin embargo, en tecnicolor de caminata, la física en la escala de TeV y más allá debe ser bastante diferente de la de las teorías tipo QCD. En particular, las funciones espectrales vectorial y axial-vectorial no pueden estar dominadas solo por las resonancias de menor energía. [ 51 ] [ 52 ] Se desconoce si las contribuciones de energía más alta aσVIRGINIA3{\displaystyle \sigma _{\text{V,A}}^{3}}son una torre de estados ρ T y a T identificables o un continuo suave. Se ha conjeturado que los socios ρ T y a T podrían ser más casi degenerados en teorías de caminata (duplicación de paridad aproximada), reduciendo su contribución a S. [ 53 ] Se están realizando o planeando cálculos de retículo para probar estas ideas y obtener estimaciones confiables de S en teorías de caminata . [ 2 ] [ 54 ]

La restricción del parámetro T plantea un problema para la generación de la masa del quark top en el marco de ETC. El aumento debido al paseo puede permitir que la escala de ETC asociada sea tan grande como unos pocos TeV, [ 26 ] pero, dado que las interacciones de ETC deben romper fuertemente el isospín débil para permitir la gran división de masas top-bottom, la contribución al parámetro T , [ 55 ] así como la tasa de desintegraciónZ0→b¯b{\displaystyle \mathrm {Z^{0}\rightarrow {\bar {b}}b} }, [ 56 ] podría ser demasiado grande.

fenomenología de colisionadores de hadrones

Los primeros estudios generalmente asumieron la existencia de un solo doblete electrodébil de tecnifermiones, o de una familia de tecni que incluía un doblete de tecniquarks triplete de color y un doblete de tecnileptones singlete de color (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, ya que 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 de gauge electrodébiles. La señal de colisionador más accesible es la producción a través de   q¯q{\displaystyle {\bar {q}}q}aniquilación en un colisionador de hadrones de espín unoρT±,0{\displaystyle \mathrm {\rho } _{\text{T}}^{\pm ,0}}y su posterior desintegración en un par de bosones débiles polarizados longitudinalmente,WLP±ZLP0{\displaystyle \mathrm {W} _{\text{LP}}^{\pm }\mathrm {Z} _{\text{LP}}^{0}}yWLP+WLP−{\displaystyle \mathrm {W} _{\text{LP}}^{+}\mathrm {W} _{\text{LP}}^{-}}. Con una masa esperada de 1,5–2,0  TeV y un ancho de 300–400  GeV, tales ρ T 's serían difíciles de descubrir en el LHC. Un modelo de una familia tiene un gran número de tecnipiones físicos, con F = F EW ⁄ √ 4 = 123 GeV. [ 59 ] Hay una colección de tecnivectores singlete de color y octeto de masa correspondientemente menor que decaen en pares de tecnipiones. Se espera que los π T 's decaigan en los pares de quarks y leptones más pesados ​​posibles. A pesar de sus masas más bajas, los ρ T 's son más anchos que en el modelo mínimo y los fondos para los decaimientos de π T es probable que sean insuperables en un colisionador de hadrones. 

Esta imagen cambió con la llegada del tecnicolor caminante. Un acoplamiento de calibre caminante ocurre si α χ  SB se encuentra justo por debajo del valor del punto fijo IR α IR , lo que requiere o bien un gran número de dobletes electrodébiles en la representación fundamental del grupo de calibre, p. ej., o bien unos pocos dobletes en representaciones TC de dimensiones superiores. [ 27 ] [ 60 ] En este último caso, las restricciones en las representaciones ETC generalmente implican también otros tecnifermiones en la representación fundamental. [ 14 ] [ 25 ] En cualquier caso, hay tecnipiones π T con constante de desintegraciónF≪FmiW{\displaystyle F\ll F_{EW}}Esto implicaΛTdo≪FmiW{\displaystyle \Lambda _{TC}\ll F_{EW}}de 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 tantoF≪FmiW{\displaystyle F\ll F_{EW}}se denomina tecnicolor de baja escala. [ 61 ]

Una segunda consecuencia de caminar en tecnicolor se refiere a las desintegraciones de los tecnihadrones de espín uno. Dado que las masas de los tecnipionesMETROπT2∝⟨T¯TT¯T⟩METROmiTdo{\displaystyle M_{\pi _{T}}^{2}\propto \langle {\bar {T}}T{\bar {T}}T\rangle _{M_{ETC}}}(véase la ecuación (4)), el movimiento de caminata los mejora mucho más que a otras masas de tecnihadrones. Por lo tanto, es muy probable que el más ligero M ρ T < 2 M π T y que los canales de desintegración de dos y tres π T de los tecnivectores ligeros estén cerrados. [ 27 ] Esto implica además que estos tecnivectores son muy estrechos. Sus canales de dos cuerpos más probables sonWL±,0πT{\displaystyle \mathrm {W} _{\mathrm {L} }^{\pm ,0}\mathrm {\pi } _{T}}, W L W L , γ π T y γ W L . El acoplamiento de los tecnivectores más ligeros a W L es proporcional a F ⁄ F EW . [ 62 ] Por lo tanto, todas sus tasas de desintegración se suprimen por potencias de[FFmiW]2≪1{\displaystyle \left[{\frac {F}{F_{EW}}}\right]^{2}\ll 1}o la constante de estructura fina , dando anchos totales de unos pocos GeV (para ρ T ) a unas pocas décimas de GeV (para ω T y T ).

Una consecuencia más especulativa de la teoría de la marcha en tecnicolor surge al considerar su contribución al parámetro S. Como se mencionó anteriormente, las suposiciones habituales para estimar S TC no son válidas en una teoría de marcha en tecnicolor. En particular, las integrales espectrales utilizadas para evaluar S TC no pueden estar dominadas únicamente por los ρ T y a T de menor energía y, si S TC ha de ser pequeño, las masas y los acoplamientos de corriente débil de los ρ T y a T podrían ser más cercanos entre sí que en QCD.

La fenomenología tecnicolor de baja escala, incluyendo la posibilidad de un espectro con mayor duplicación de paridad, se ha desarrollado en un conjunto de reglas y amplitudes de desintegración. [ 62 ] Un anuncio de abril de 2011 sobre 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 tecnipión de tecnicolor de baja escala. [ 64 ]

El esquema general del tecnicolor a baja escala tiene poco sentido si el límite enMETROρT{\displaystyle M_{\rho _{T}}}se empuja más allá de unos 700  GeV. El LHC debería poder descubrirlo o descartarlo. Las búsquedas allí que involucran desintegraciones a tecnipiones y luego a chorros de quarks pesados ​​se ven obstaculizadas por fondos det¯t{\displaystyle {\bar {t}}t}producción; su tasa es 100  veces mayor que la del Tevatron. En consecuencia, el descubrimiento de tecnicolor a baja escala en el LHC se basa en canales de estado final totalmente leptónicos con relaciones señal-fondo favorables:ρT±→WL±ZL0{\displaystyle \rho _{T}^{\pm }\rightarrow W_{L}^{\pm }Z_{L}^{0}},aT±→γWL±{\displaystyle a_{T}^{\pm }\rightarrow \gamma W_{L}^{\pm }}yωT→γZL0{\displaystyle \omega _{T}\rightarrow \gamma Z_{L}^{0}}. [ 65 ]

materia oscura

Las teorías tecnicolor contienen naturalmente candidatos a materia oscura . Casi con certeza, se pueden construir modelos en los que el tecnibarion de menor energía, un estado ligado singlete tecnicolor de tecnifermiones, es lo suficientemente estable como para sobrevivir a la evolución del universo. [ 50 ] [ 66 ] [ 67 ] [ 68 ] [ 69 ] Si la teoría tecnicolor es de baja escala (F≪FmiW{\displaystyle F\ll F_{EW}}), la masa del barión no debería ser mayor de 1–2  TeV. De lo contrario, podría ser mucho más pesada. El tecnibarión debe ser eléctricamente neutro y satisfacer las restricciones sobre su abundancia. Dados los límites en las secciones transversales de materia oscura-nucleón independientes del espín de los experimentos de búsqueda de materia oscura (≲10−42dometro2{\displaystyle \lesssim 10^{-42}\,\mathrm {cm} ^{2}}Para las masas de interés [ 70 ] , también puede tener que ser electrodébilmente neutro (isospín débil T3 = 0 ). Estas consideraciones sugieren que los candidatos a materia oscura tecnicolor "antiguos" pueden ser difíciles de producir en el LHC.  

Francesco Sannino y sus colaboradores introdujeron una clase diferente de candidatos a materia oscura tecnicolor lo suficientemente ligeros como para ser accesibles en el LHC . [ 71 ] [ 69 ] [ 72 ] [ 73 ] [ 74 ] [ 75 ] Estos estados son pseudo bosones de Goldstone que poseen una carga global que los hace estables frente a la desintegración.

Véase también

Referencias

  1. ↑ Para introducciones y revisiones de tecnicolor y dinámica fuerte, consulte lo siguiente: Christopher T. Hill y Elizabeth H. Simmons (2003). "Dinámica fuerte y ruptura de simetría electrodébil". Physics Reports . 381 ( 4–6 ): 235–402 . arXiv : hep-ph/0203079 . Bibcode : 2003PhR...381..235H . doi : 10.1016/S0370-1573(03)00140-6 . S2CID 118933166 . Kenneth Lane (2002). Dos conferencias sobre Technicolor . l'Ecole de GIF en LAPP, Annecy-le-Vieux, Francia. arXiv : hep-ph/0202255 . Bibcode : 2002hep.ph....2255L .Robert Shrock (2007). "Algunos resultados recientes sobre modelos de ruptura dinámica de simetría electrodébil". En M. Tanabashi; M. Harada; K. Yamawaki (eds.). Nagoya 2006: El origen de las teorías de gauge de masa y acoplamiento fuerte . Taller internacional sobre teorías de gauge de acoplamiento fuerte. pp. 227–241 . arXiv : hep-ph/0703050 . Bibcode : 2008omsc.conf..227S . doi : 10.1142/9789812790750_0023 . Adam Martin (2008). Señales tecnicolor en el LHC . El 46.º curso de la Escuela Internacional de Física Subnuclear: Predicción y total sorpresa en la frontera energética abierta por el LHC. arXiv : 0812.1841 . Bibcode : 2008arXiv0812.1841M .Francesco Sannino (2009). "Dinámica conforme para la física y cosmología de TeV". Acta Physica Polonica . B40 : 3533–3745 . arXiv : 0911.0931 . Bibcode : 2009arXiv0911.0931S .
  2. 1 2 George Fleming (2008). "Interacciones fuertes para el LHC". Actas de Science . LATTICE 2008: 21. arXiv : 0812.2035 . Bibcode : 2008arXiv0812.2035F .
  3. 1 2 "Los experimentos del CERN observan una partícula consistente con el bosón de Higgs largamente buscado" . Comunicado de prensa del CERN. 4 de julio de 2012. Consultado el 4 de julio de 2012 .
  4. 1 2 Taylor, Lucas (4 de julio de 2012). "Observación de una nueva partícula con una masa de 125 GeV" . Sitio web público de CMS . CERN. 
  5. 1 2 "Últimos resultados de la búsqueda del bosón de Higgs de ATLAS" . ATLAS. 4 de julio de 2012. Archivado del original el 7 de julio de 2012. Recuperado el 4 de julio de 2012 .
  6. ↑ William A. Bardeen; Christopher T. Hill y Manfred Lindner (1990). "Ruptura mínima de simetría dinámica del modelo estándar". Physical Review D. 41 ( 5): 1647– 1660. Bibcode : 1990PhRvD..41.1647B . doi : 10.1103/PhysRevD.41.1647 . PMID 10012522 . .
  7. ↑ Jackiw, R. y Johnson, K. (1973). "Modelo dinámico de simetrías de gauge espontáneamente rotas". Physical Review D. 8 ( 8): 2386– 2398. Bibcode : 1973PhRvD...8.2386J . doi : 10.1103/PhysRevD.8.2386 .
  8. ↑ Cornwall, John M. y Norton, Richard E. (1973). "Ruptura espontánea de simetría sin mesones escalares". Physical Review D. 8 ( 10): 3338– 3346. Bibcode : 1973PhRvD...8.3338C . doi : 10.1103/PhysRevD.8.3338 .
  9. ↑ Marvin Weinstein (1973). "Corrientes conservadas, sus conmutadores y la estructura de simetría de las teorías renormalizables de las interacciones electromagnéticas, débiles y fuertes". Physical Review D. 8 ( 8): 2511– 2524. Bibcode : 1973PhRvD...8.2511W . CiteSeerX 10.1.1.412.3345 . doi : 10.1103/PhysRevD.8.2511 . 
  10. ↑ Weinberg, Steven (1976). "Implicaciones de la ruptura de simetría dinámica". Physical Review D. 13 ( 4): 974– 996. Bibcode : 1976PhRvD..13..974W . doi : 10.1103/PhysRevD.13.974 .
  11. ↑ Weinberg, S. ; Susskind, L. (1979). "Implicaciones de la ruptura de simetría dinámica: Un apéndice". Physical Review D . 19 (4): 1277– 1280. Bibcode : 1979PhRvD..19.1277W . doi : 10.1103/PhysRevD.19.1277 .
  12. ↑ Susskind, Leonard (1979). "Dinámica de la ruptura espontánea de simetría en la teoría de Weinberg-Salam". Physical Review D. 20 ( 10): 2619– 2625. Bibcode : 1979PhRvD..20.2619S . doi : 10.1103/PhysRevD.20.2619 . OSTI 1446928. S2CID 17294645 .  
  13. ↑ Savas Dimopoulos y Leonard Susskind (1979). "Masa sin escalares". Física Nuclear . B155 (1): 237– 252. Bibcode : 1979NuPhB.155..237D . doi : 10.1016/0550-3213(79)90364-X .
  14. 1 2 3 4 Estia Eichten y Kenneth Lane (1980). "Ruptura dinámica de las simetrías de interacción débil". Physics Letters B . 90 ( 1– 2): 125– 130. Bibcode : 1980PhLB...90..125E . doi : 10.1016/0370-2693(80)90065-9 .
  15. ↑ Roger Dashen (1969). "Su(3)⊗SU(3) quiral como simetría de las interacciones fuertes". Physical Review . 183 (5): 1245– 1260. Bibcode : 1969PhRv..183.1245D . doi : 10.1103/PhysRev.183.1245 .Roger Dashen (1971). "Algunas características de la ruptura de la simetría quiral". Physical Review D. 3 ( 8): 1879– 1889. Bibcode : 1971PhRvD...3.1879D . doi : 10.1103/PhysRevD.3.1879 .
  16. ↑ Holdom, Bob (1981). "Elevando la escala lateral". Physical Review D. 24 ( 5): 1441– 1444. Bibcode : 1981PhRvD..24.1441H . doi : 10.1103/PhysRevD.24.1441 .
  17. ↑ Holdom, Bob (1985). "Techniodor". Physics Letters B . 150 (4): 301– 305. Bibcode : 1985PhLB..150..301H . doi : 10.1016/0370-2693(85)91015-9 .
  18. ↑ Akiba, T. y Yanagida, T. (1986). "Condensado quiral jerárquico". Physics Letters B . 169 (4): 432– 435. Bibcode : 1986PhLB..169..432A . doi : 10.1016/0370-2693(86)90385-0 .
  19. ^ Yamawaki, Koichi; Bando, Masako y Matumoto, Ken-iti (1986). "Modelo de hipercolor invariante de escala y un Dilaton". Cartas de revisión física . 56 (13): 1335– 1338. Bibcode : 1986PhRvL..56.1335Y . doi : 10.1103/PhysRevLett.56.1335 . PMID 10032641 . 
  20. ↑ Appelquist, Thomas; Karabali, Dimitra y Wijewardhana, LCR (1986). "Jerarquías quirales y corrientes neutras que cambian el sabor en hipercolor". Physical Review Letters . 57 (8): 957– 960. Bibcode : 1986PhRvL..57..957A . doi : 10.1103/PhysRevLett.57.957 . PMID 10034209 . 
  21. ↑ Appelquist, Thomas y Wijewardhana, LCR (1987). "Jerarquías quirales a partir de acoplamientos de variación lenta en teorías de tecnicolor". Physical Review D. 36 ( 2): 568– 580. Bibcode : 1987PhRvD..36..568A . doi : 10.1103/PhysRevD.36.568 . PMID 9958201 . 
  22. 1 2 Cohen, Andrew y Georgi, Howard (1989). "Caminando más allá del arco iris". Nuclear Physics B . 314 (1): 7– 24. Bibcode : 1989NuPhB.314....7C . doi : 10.1016/0550-3213(89)90109-0 .
  23. ↑ Caswell, William E. (1974). "Comportamiento asintótico de teorías de gauge no abelianas hasta el orden de dos bucles". Physical Review Letters . 33 (4): 244– 246. Bibcode : 1974PhRvL..33..244C . doi : 10.1103/PhysRevLett.33.244 .
  24. ↑ Banks, T. y Zaks, A. (1982). "Sobre la estructura de fase de las teorías de gauge de tipo vectorial con fermiones sin masa". Nuclear Physics B. 196 ( 2): 189– 204. Bibcode : 1982NuPhB.196..189B . doi : 10.1016/0550-3213(82)90035-9 .
  25. 1 2 Lane, Kenneth y Ramana, MV (1991). "Firmas tecnicolor andantes en colisionadores de hadrones". Physical Review D . 44 (9): 2678– 2700. Bibcode : 1991PhRvD..44.2678L . doi : 10.1103/PhysRevD.44.2678 . PMID 10014158 . 
  26. 1 2 Appelquist, Thomas; Terning, John y Wijewardhana, LCR (1997). "Postmodern Technicolor". Physical Review Letters . 79 (15): 2767– 2770. arXiv : hep-ph/9706238 . Bibcode : 1997PhRvL..79.2767A . doi : 10.1103/PhysRevLett.79.2767 . S2CID 14292948 . 
  27. ^ Lane , Kenneth y Eichten, Estia (1989) . "Tecnicolor de dos escalas". Letras de Física B. 222 (2): 274– 280. Bibcode : 1989PhLB..222..274L . doi : 10.1016/0370-2693(89)91265-3 .
  28. ↑ Sannino, Francesco y Tuominen, Kimmo (2005). "Dinámica de la teoría de orientifold y ruptura de simetría". Physical Review D . 71 (5) 051901. arXiv : hep-ph/0405209 . Bibcode : 2005PhRvD..71e1901S . doi : 10.1103/PhysRevD.71.051901 . S2CID 119388493 . 
  29. ↑ Dietrich, Dennis D.; Sannino, Francesco y Tuominen, Kimmo (2005). "Bosón de Higgs compuesto ligero a partir de representaciones superiores frente a mediciones de precisión electrodébiles: predicciones para el LHC del CERN". Physical Review D . 72 (5) 055001. arXiv : hep-ph/0505059 . Bibcode : 2005PhRvD..72e5001D . doi : 10.1103/PhysRevD.72.055001 . S2CID 117871614 . Dietrich, Dennis D.; Sannino, Francesco y Tuominen, Kimmo (2006). "Higgs compuesto ligero y mediciones electrodébiles de precisión en la resonancia Z: una actualización". Physical Review D . 73 (3) 037701. arXiv : hep-ph/0510217 . Bibcode : 2006PhRvD..73c7701D . doi : 10.1103/PhysRevD.73.037701 . S2CID 119377085 . 
  30. ↑ Dietrich, Dennis D. y Sannino, Francesco (2007). "Ventana conforme de teorías de gauge SU(N) con fermiones en representaciones de dimensiones superiores". Physical Review D . 75 (8) 085018. arXiv : hep-ph/0611341 . Bibcode : 2007PhRvD..75h5018D . doi : 10.1103/PhysRevD.75.085018 . S2CID 122605099 . 
  31. ↑ Ryttov, Thomas A. y Sannino, Francesco (2007). "Ventanas conformes de teorías de gauge SU(N), representaciones de dimensiones superiores y el tamaño del mundo de la no partícula". Physical Review D . 76 (10) 105004. arXiv : 0707.3166 . Bibcode : 2007PhRvD..76j5004R . doi : 10.1103/PhysRevD.76.105004 . S2CID 119152612 . 
  32. ↑ Thomas A. Ryttov y Francesco Sannino (2008). "Función beta de QCD inspirada en la supersimetría". Physical Review D . 78 (6) 065001. arXiv : 0711.3745 . Bibcode : 2008PhRvD..78f5001R . doi : 10.1103/PhysRevD.78.065001 . S2CID 17535403 . 
  33. ↑ Luty, Markus A. y Okui, Takemichi (2006). "Tecnicolor conforme". Journal of High Energy Physics . 0609 (9): 070. arXiv : hep-ph/0409274 . Bibcode : 2006JHEP...09..070L . doi : 10.1088/1126-6708/2006/09/070 . S2CID 14173746 . 
  34. ↑ Luty, Markus A. (2009). "Dinámica conforme fuerte en el LHC y en la red". Journal of High Energy Physics . 0904 (4): 050. arXiv : 0806.1235 . Bibcode : 2009JHEP...04..050L . doi : 10.1088/1126-6708/2009/04/050 . S2CID 9846381 . 
  35. ↑ Evans, Jared A.; Galloway, Jamison; Luty, Markus A. y Tacchi, Ruggero Altair (2010). "Pruebas electrodébiles de tecnicolor conforme mínimo y de precisión". Journal of High Energy Physics . 1010 (10): 086. arXiv : 1001.1361 . Bibcode : 2010JHEP...10..086E . doi : 10.1007/JHEP10(2010)086 . S2CID 118637173 . 
  36. ↑ Appelquist, Thomas; Takeuchi, T.; Einhorn, Martin y Wijewardhana, LCR (1989). "Escalas de masa superiores y jerarquías de masa" (PDF) . Physics Letters . B220 ( 1–2 ): 223–228 . Bibcode : 1989PhLB..220..223A . doi : 10.1016/0370-2693(89)90041-5 . hdl : 2027.42/28007 .
  37. ↑ Miransky, VA y Yamawaki, K. (1989). "Sobre teorías de gauge con interacción adicional de cuatro fermiones". Modern Physics Letters A . 4 (2): 129– 135. Bibcode : 1989MPLA....4..129M . doi : 10.1142/S0217732389000186 .
  38. ↑ Nambu, Y. (1989). "Mecanismo BCS, cuasi supersimetría y masas de fermiones". En Ajduk, Z.; Pokorski, S.; Trautman, A. (eds.). Actas de la Conferencia Kazimierz de 1988 sobre Nuevas Teorías en Física . XI Simposio Internacional sobre Física de Partículas Elementales. págs. 406–415 . Miransky, VA; Tanabashi, Masaharu y Yamawaki, Koichi (1989). "¿Es el quark t responsable de la masa de los bosones W y Z?". Modern Physics Letters A . 4 (11): 1043– 1053. Bibcode : 1989MPLA....4.1043M . doi : 10.1142/S0217732389001210 .Miransky, VA; Tanabashi, Masaharu y Yamawaki, Koichi (1989). "Ruptura dinámica de la simetría electrodébil con gran dimensión anómala y condensado de quarks t". Physics Letters B . 221 (2): 177– 183. Bibcode : 1989PhLB..221..177M . doi : 10.1016/0370-2693(89)91494-9 .Bardeen, William A.; Hill, Christopher T. y Lindner, Manfred (1990). "Ruptura mínima de simetría dinámica del modelo estándar". Physical Review D. 41 ( 5): 1647– 1660. Bibcode : 1990PhRvD..41.1647B . doi : 10.1103/PhysRevD.41.1647 . PMID 10012522 . 
  39. ↑ Hill, Christopher T. (1991). "Topcolor: condensación del quark top en una extensión de gauge del modelo estándar". Physics Letters B . 266 ( 3– 4): 419– 424. Bibcode : 1991PhLB..266..419H . doi : 10.1016/0370-2693(91)91061-Y . S2CID 121635635 . Hill, Christopher T. (1995). "Topcolor assisted technicolor". Physics Letters B . 345 (4): 483– 489. arXiv : hep-ph/9411426 . Bibcode : 1995PhLB..345..483H . doi : 10.1016/0370-2693(94)01660-5 . S2CID 15093335 . 
  40. ↑ Simon Catterall y Francesco Sannino (2007). "Minimal Walking on the Lattice". Physical Review D . 76 (3) 034504. arXiv : 0705.1664 . Bibcode : 2007PhRvD..76c4504C . doi : 10.1103/PhysRevD.76.034504 . S2CID 358936 . 
  41. ↑ Simon Catterall; Joel Giedt; Francesco Sannino y Joe Schneible (2008). "Diagrama de fases de SU(2) con 2 sabores de quarks adjuntos dinámicos". Journal of High Energy Physics . 0811 (11): 009. arXiv : 0807.0792 . Bibcode : 2008JHEP...11..009C . doi : 10.1088/1126-6708/2008/11/009 . S2CID 16246998 . Ari J. Hietanen; Kari Rummukainen y Kimmo Tuominen (2009). "Evolución de la constante de acoplamiento en la teoría de gauge de red SU(2) con dos fermiones adjuntos". Physical Review D . 80 (9) 094504. arXiv : 0904.0864 . Bibcode : 2009PhRvD..80i4504H . doi : 10.1103/PhysRevD.80.094504 . S2CID 119297303 . 
  42. ↑ Thomas Appelquist; George T. Fleming y Ethan T. Neil (2008). "Estudio reticular de la ventana conforme en teorías tipo QCD". Physical Review Letters . 100 (17) 171607. arXiv : 0712.0609 . Bibcode : 2008PhRvL.100q1607A . doi : 10.1103/PhysRevLett.100.171607 . PMID 18518277 . S2CID 32180869 .  
  43. ↑ Albert Deuzeman; Maria Paola Lombardo y Elisabetta Pallante (2008). "La física de ocho sabores". Physics Letters . B670 (1): 41– 48. arXiv : 0804.2905 . Bibcode : 2008PhLB..670...41D . doi : 10.1016/j.physletb.2008.10.039 . S2CID 14791603 . Thomas Appelquist; George T. Fleming y Ethan T. Neil (2009). "Estudio reticular del comportamiento conforme en teorías de Yang-Mills SU(3)". Physical Review D . 79 (7) 076010. arXiv : 0901.3766 . Bibcode : 2009PhRvD..79g6010A . doi : 10.1103/PhysRevD.79.076010 . S2CID 119190610 . Erek Bilgici; et  al. (2009). "Nuevo esquema para la constante de acoplamiento variable en teorías de gauge usando bucles de Wilson". Physical Review D . 80 (3) 034507. arXiv : 0902.3768 . Bibcode : 2009PhRvD..80c4507B . doi : 10.1103/PhysRevD.80.034507 . S2CID 119306998 . Xiao-Yong Jin y Robert D. Mawhinney (2009). "QCD reticular con 8 y 12 sabores de quarks degenerados" (PDF) . Actas de Science . LAT2009: 049. arXiv : 0910.3216 . Bibcode : 2009slft.confE..49J . doi : 10.22323/1.091.0049 . S2CID 115941621 . Zoltan Fodor; Kieran Holland; Julius Kuti; Daniel Nogradi; et  al. (2009). "Ruptura de simetría quiral en teorías de gauge casi conformes" (PDF) . Actas de Science . LAT2009: 058. arXiv : 0911.2463 . Bibcode : 2009arXiv0911.2463F .Anna Hasenfratz (2010). "¿Conforme o caminante? Estudios del grupo de renormalización de Monte Carlo de modelos de gauge SU(3) con fermiones fundamentales". Physical Review D . 82 (1) 014506. arXiv : 1004.1004 . Bibcode : 2010PhRvD..82a4506H . doi : 10.1103/PhysRevD.82.014506 . S2CID 118609076 . 
  44. ↑ Thomas DeGrand; Yigal Shamir y Benjamin Svetitsky (2009). "Estructura de fase de la teoría de gauge SU(3) con dos sabores de fermiones de representación simétrica". Physical Review D . 79 (3) 034501. arXiv : 0812.1427 . Bibcode : 2009PhRvD..79c4501D . doi : 10.1103/PhysRevD.79.034501 . S2CID 17730114 . Thomas Appelquist; et  al. (2010). "Hacia la conformidad de TeV". Physical Review Letters . 104 (7) 071601. arXiv : 0910.2224 . Bibcode : 2010PhRvL.104g1601A . doi : 10.1103/PhysRevLett.104.071601 . PMID 20366870 . S2CID 20474941 .  
  45. 1 2 Michael E. Peskin y Tatsu Takeuchi (1990). "Nueva restricción sobre un sector de Higgs de interacción fuerte". Physical Review Letters . 65 (8): 964– 967. Bibcode : 1990PhRvL..65..964P . doi : 10.1103/PhysRevLett.65.964 . OSTI 1449235 . PMID 10043071 .  Michael E. Peskin y Tatsu Takeuchi (1992). "Estimación de correcciones electrodébiles oblicuas". Physical Review D. 46 ( 1): 381– 409. Bibcode : 1992PhRvD..46..381P . CiteSeerX 10.1.1.382.2460 . doi : 10.1103/PhysRevD.46.381 . PMID 10014770 .  
  46. ↑ Thomas Appelquist y Claude Bernard (1980). "Bosones de Higgs con interacción fuerte". Physical Review D. 22 ( 1): 200– 213. Bibcode : 1980PhRvD..22..200A . doi : 10.1103/PhysRevD.22.200 .
  47. ↑ Anthony C. Longhitano (1980). "Bosones de Higgs pesados ​​en el modelo de Weinberg-Salam". Physical Review D. 22 ( 5): 1166– 1175. Bibcode : 1980PhRvD..22.1166L . doi : 10.1103/PhysRevD.22.1166 .Anthony C. Longhitano (1981). "Impacto de baja energía de un sector de bosón de Higgs pesado". Nuclear Physics B . 188 (1): 118– 154. Bibcode : 1981NuPhB.188..118L . doi : 10.1016/0550-3213(81)90109-7 .
  48. ↑ BW Lynn; Michael Edward Peskin y RG Stuart (1985) [10–12 de junio de 1985]. "Correcciones radiativas en SU(2) × U(1): LEP / SLC". En Bryan W. Lynn y Claudio Verzegnassi (eds.). Pruebas de teorías electrodébiles: procesos polarizados y otros fenómenos . Segunda Conferencia sobre Pruebas de Teorías Electrodébiles. Trieste, Italia. pág. 213. DC Kennedy y BW Lynn (1989). "Correcciones radiativas electrodébiles con un lagrangiano efectivo: procesos de cuatro fermiones" . Nuclear Physics B. 322 ( 1): 1– 54. Bibcode : 1989NuPhB.322....1K . doi : 10.1016/0550-3213(89)90483-5 .
  49. 1 2 Mitchell Golden y Lisa Randall (1991). "Correcciones radiativas a parámetros electrodébiles en teorías tecnicolor". Nuclear Physics B . 361 (1): 3– 23. Bibcode : 1991NuPhB.361....3G . doi : 10.1016/0550-3213(91)90614-4 . OSTI 1879518 . B. Holdom y J. Terning (1990). "Grandes correcciones a los parámetros electrodébiles en teorías tecnicolor". Physics Letters B . 247 (1): 88– 92. Bibcode : 1990PhLB..247...88H . doi : 10.1016/0370-2693(90)91054-F .G. Altarelli; R. Barbieri y S. Jadach (1992). "Hacia un análisis independiente del modelo de datos electrodébiles" . Nuclear Physics B. 369 ( 1–2 ) : 3–32 . Bibcode : 1992NuPhB.369....3A . doi : 10.1016/0550-3213(92)90376-M .
  50. 1 2 3 Particle Data Group (C. Amsler et al. ) (2008). "Revisión de la física de partículas" . Physics Letters B . 667 ( 1– 5): 1. Bibcode : 2008PhLB..667....1A . doi : 10.1016/j.physletb.2008.07.018 . hdl : 1854/LU-685594 . S2CID 227119789 . 
  51. ↑ Kenneth Lane (1994) [6 de junio - 2 de julio de 1993]. "Una introducción al tecnicolor". En KT Mahantappa (ed.). Actas de Boulder 1993: Los bloques de construcción de la creación . Instituto de Estudios Avanzados Teóricos (TASI 93) en Física de Partículas Elementales: Los bloques de construcción de la creación - De Microfermis a Megaparsecs. Boulder, Colorado. págs. 381–408 . arXiv : hep-ph/9401324 . Bibcode : 1994bbc..conf..381L . doi : 10.1142/9789814503785_0010 . 
  52. ↑ Kenneth Lane (1995) [20–27 de julio de 1994]. "Pruebas de tecnicolor y precisión de las interacciones electrodébiles". En PJ Bussey; IG Knowles (eds.). Física de altas energías: Actas . 27.ª Conferencia Internacional sobre Física de Altas Energías (ICHEP). Vol. II. Glasgow, Escocia. pág. 543. arXiv : hep-ph/9409304 . Bibcode : 1995hep..conf..543L .  
  53. ↑ Thomas Appelquist y Francesco Sannino (1999). "Espectro físico de las teorías de gauge SU(N) conformes". Physical Review D . 59 (6) 067702. arXiv : hep-ph/9806409 . Bibcode : 1999PhRvD..59f7702A . doi : 10.1103/PhysRevD.59.067702 . S2CID 14365571 . Johannes Hirn y Verónica Sanz (2006). " Parámetro S negativo a partir de tecnicolor holográfico". Physical Review Letters . 97 (12) 121803. arXiv : hep-ph/0606086 . Bibcode : 2006PhRvL..97l1803H . doi : 10.1103/ PhysRevLett.97.121803 . PMID 17025952. S2CID 25483021 .  R. Casalbuoni; D. Dominici; A. Deandrea; R. Gatto; et  al. (1996). "Sector electrodébil fuerte de baja energía con desacoplamiento". Physical Review D . 53 (9): 5201– 5221. arXiv : hep-ph/9510431 . Bibcode : 1996PhRvD..53.5201C . doi : 10.1103/PhysRevD.53.5201 . PMID 10020517 . S2CID 16253919 .  
  54. ↑ "Colaboración sobre Dinámica Fuerte de Redes" . Universidad de Yale.
  55. ↑ Thomas Appelquist; Mark J. Bowick; Eugene Cohler y Avi I. Hauser (1985). "Ruptura de la simetría de isospín en teorías con un mecanismo de Higgs dinámico". Physical Review D. 31 ( 7): 1676– 1684. Bibcode : 1985PhRvD..31.1676A . doi : 10.1103/PhysRevD.31.1676 . PMID 9955884 . RS Chivukula; BA Dobrescu y J. Terning (1995). "Ruptura de isospín y ajuste fino en tecnicolor asistido por color superior". Physics Letters B . 353 ( 2– 3): 289– 294. arXiv : hep-ph/9503203 . Bibcode : 1995PhLB..353..289C . doi : 10.1016/0370-2693(95)00569-7 . S2CID 119385932 . 
  56. ↑ R. Sekhar Chivukula; Stephen B. Selipsky y Elizabeth H. Simmons (1992). "Efectos no oblicuos en el vértice Zb b a partir de la dinámica de tecnicolor extendida". Physical Review Letters . 69 (4): 575– 577. arXiv : hep-ph/9204214 . Bibcode : 1992PhRvL..69..575C . doi : 10.1103/PhysRevLett.69.575 . PMID 10046976 . S2CID 44375068 .  Elizabeth H. Simmons; RS Chivukula y J. Terning (1996). "Prueba del tecnicolor extendido con R(b)". Progress of Theoretical Physics Supplement . 123 : 87–96 . arXiv : hep-ph/9509392 . Bibcode : 1996PThPS.123...87S . doi : 10.1143/PTPS.123.87 . S2CID 14420340 . 
  57. ↑ E. Eichten; I. Hinchliffe; K. Lane y C. Quigg (1984). "Física del supercolisionador". Reseñas de Física Moderna . 56 (4): 579– 707. Código bibliográfico : 1984RvMP...56..579E . doi : 10.1103/RevModPhys.56.579 .
  58. ↑ E. Eichten; I. Hinchliffe; K. Lane y C. Quigg (1986). "Erratum: física del supercolisionador" . Reseñas de Física Moderna . 58 (4): 1065– 1073. Código bibliográfico : 1986RvMP...58.1065E . doi : 10.1103/RevModPhys.58.1065 .
  59. ↑ E. Farhi y L. Susskind (1979). "Teoría de gran unificación con color pesado". Physical Review D. 20 ( 12): 3404–3411 . Bibcode : 1979PhRvD..20.3404F . doi : 10.1103/PhysRevD.20.3404 .
  60. ↑ Dennis D. Dietrich; Francesco Sannino y Kimmo Tuominen (2005). "Bosón de Higgs compuesto ligero a partir de representaciones superiores frente a mediciones de precisión electrodébiles: predicciones para el LHC del CERN". Physical Review D . 72 (5) 055001. arXiv : hep-ph/0505059 . Bibcode : 2005PhRvD..72e5001D . doi : 10.1103/PhysRevD.72.055001 . S2CID 117871614 . 
  61. ^ Kenneth Lane y Estia Eichten (1995). "Tecnicolor natural asistido por color superior". Letras de Física B. 352 ( 3– 4): 382– 387. arXiv : hep-ph/9503433 . Código Bib : 1995PhLB..352..382L . doi : 10.1016/0370-2693(95)00482-Z . S2CID 15753846 . Estia Eichten y Kenneth Lane (1996). "Tecnicolor a baja escala en el Tevatron". Physics Letters B. 388 ( 4): 803– 807. arXiv : hep-ph/9607213 . Bibcode : 1996PhLB..388..803E . doi : 10.1016/S0370-2693(96)01211-7 . S2CID 277661 . Estia Eichten; Kenneth Lane y John Womersley (1997). "Encontrando tecnicolor a baja escala en colisionadores de hadrones". Physics Letters B . 405 ( 3– 4): 305– 311. arXiv : hep-ph/9704455 . Bibcode : 1997PhLB..405..305E . doi : 10.1016/S0370-2693(97)00637-0 . S2CID 8600506 . 
  62. 1 2 Kenneth Lane (1999). "Producción y desintegración de tecnihadrones en tecnicolor a baja escala". Physical Review D . 60 (7) 075007. arXiv : hep-ph/9903369 . Bibcode : 1999PhRvD..60g5007L . doi : 10.1103/PhysRevD.60.075007 . S2CID 2772521 . Estia Eichten y Kenneth Lane ( 2008). "Tecnicolor a baja escala en el Tevatron y el LHC". Physics Letters . B669 ( 3–4 ): 235–238 . arXiv : 0706.2339 . Bibcode : 2008PhLB..669..235E . doi : 10.1016/j.physletb.2008.09.047 . S2CID 14102461 . 
  63. ↑ Colaboración CDF (T. Aaltonen et al. ) (2011). "Distribución de masa invariante de pares de jets producidos en asociación con un bosón W en colisiones ppbar a sqrt(s) = 1,96 TeV". Physical Review Letters . 106 (17) 171801. arXiv : 1104.0699 . Bibcode : 2011PhRvL.106q1801A . doi : 10.1103/PhysRevLett.106.171801 . PMID 21635027. S2CID 38531871 .  
  64. ↑ Estia J. Eichten; Kenneth Lane y Adam Martin (2011). " Technicolor en el Tevatron". Physical Review Letters . 106 (25) 251803. arXiv : 1104.0976 . Bibcode : 2011PhRvL.106y1803E . doi : 10.1103/PhysRevLett.106.251803 . PMID 21770631. S2CID 119193886 .  
  65. ↑ Gustaaf H. Brooijmans; New Physics Working Group (2008) [11–29 de junio de 2007]. "Nueva física en el LHC: un informe de Les Houches". Les Houches 2007: Física en colisionadores de TeV . 5.º Taller de Les Houches sobre física en colisionadores de TeV. Les Houches, Francia. págs. 363–489 . arXiv : 0802.3715 . Bibcode : 2008arXiv0802.3715B . 
  66. ↑ S. Nussinov (1985). "Tecnocosmología: ¿podría un exceso de tecnibariones proporcionar un candidato a masa faltante "natural"?". Physics Letters . B165 ( 1–3 ): 55–58 . Bibcode : 1985PhLB..165...55N . doi : 10.1016/0370-2693(85)90689-6 .
  67. ↑ RS Chivukula y Terry P. Walker (1990). "Cosmología tecnicolor" . Nuclear Physics B. 329 ( 2): 445– 463. Bibcode : 1990NuPhB.329..445C . doi : 10.1016/0550-3213(90)90151-3 .
  68. ↑ John Bagnasco; Michael Dine y Scott Thomas (1994). "Detección de materia oscura de tecnibarios". Physics Letters B . 320 ( 1– 2): 99– 104. arXiv : hep-ph/9310290 . Bibcode : 1994PhLB..320...99B . doi : 10.1016/0370-2693(94)90830-3 . S2CID 569339 . 
  69. 1 2 Sven Bjarke Gudnason; Chris Kouvaris y Francesco Sannino (2006). "Materia oscura a partir de nuevas teorías tecnicolor". Physical Review D . 74 (9) 095008. arXiv : hep-ph/0608055 . Bibcode : 2006PhRvD..74i5008G . doi : 10.1103/PhysRevD.74.095008 . S2CID 119021709 . 
  70. ↑ McKinsey, D. (2009). "Detección directa de materia oscura mediante líquidos nobles" (PDF) . Instituto de Estudios Avanzados.Título alternativo: "Taller sobre tendencias actuales en materia oscura" . Archivado del original el 15 de junio de 2011.
  71. ↑ Sven Bjarke Gudnason; Chris Kouvaris y Francesco Sannino (2006). "Hacia el tecnicolor funcional: teorías efectivas y materia oscura". Physical Review D . 73 (11) 115003. arXiv : hep-ph/0603014 . Bibcode : 2006PhRvD..73k5003G . doi : 10.1103/PhysRevD.73.115003 . S2CID 119333119 . 
  72. ↑ Thomas A. Ryttov y Francesco Sannino (2008). "Ultraminimal tecnicolor and its dark matter tecnicolor interacting massive particles". Physical Review D . 78 (11) 115010. arXiv : 0809.0713 . Bibcode : 2008PhRvD..78k5010R . doi : 10.1103/PhysRevD.78.115010 . S2CID 118853550 . 
  73. ↑ Enrico Nardi; Francesco Sannino y Alessandro Strumia (2009). "La materia oscura en descomposición puede explicar los excesos de e ± ". Journal of Cosmology and Astroparticle Physics . 0901 (1): 043. arXiv : 0811.4153 . Bibcode : 2009JCAP...01..043N . doi : 10.1088/1475-7516/2009/01/043 . S2CID 15711899 . 
  74. ↑ Roshan Foadi; Mads T. Frandsen y Francesco Sannino (2009). "Materia oscura tecnicolor". Physical Review D . 80 (3) 037702. arXiv : 0812.3406 . Bibcode : 2009PhRvD..80c7702F . doi : 10.1103/PhysRevD.80.037702 . S2CID 119111212 . 
  75. ↑ Mads T. Frandsen y Francesco Sannino (2010). "Partícula masiva interactuante tecnicolor isotriplete como materia oscura". Physical Review D . 81 (9) 097704. arXiv : 0911.1570 . Bibcode : 2010PhRvD..81i7704F . doi : 10.1103/PhysRevD.81.097704 . S2CID 118661650 .