En física de partículas , los modelos compuestos de Higgs ( CHM ) son extensiones especulativas del modelo estándar (SM) donde el bosón de Higgs es un estado ligado de nuevas interacciones fuertes. Estos escenarios son modelos para la física más allá del SM actualmente probados en el Gran Colisionador de Hadrones (LHC) en Ginebra.
En todos los modelos compuestos de Higgs, el bosón de Higgs recientemente descubierto no es una partícula elemental (o 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 fuerza de las interacciones débiles, como en la desintegración β , pero podría ser significativamente menor. Microscópicamente, el Higgs compuesto estará formado por componentes más pequeños de la misma manera que los núcleos están formados por protones y neutrones .
A menudo denominados modelos compuestos de Higgs "naturales", los CHM son construcciones que intentan aliviar el problema de ajuste fino o "naturalidad" del modelo estándar. [1] Estos típicamente diseñan el bosón de Higgs como un pseudo-bosón de Goldstone naturalmente ligero o campo 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 inteligente [ ¿según quién? ] variación de las teorías en tecnicolor para permitir la presencia de un bosón de Higgs físico de baja masa. Estos son los precursores de las teorías del pequeño Higgs .
Paralelamente, los primeros modelos compuestos de Higgs surgieron a partir del quark top pesado y su grupo de renormalización de punto fijo infrarrojo , lo que implica un fuerte acoplamiento del Higgs con 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 está compuesto a escalas de distancias 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", es decir, un alto grado de ajuste.
Para solucionar el problema del ajuste fino, Chivukula, Dobrescu, Georgi y Hill [6] introdujeron el modelo "Top See-Saw" en el que la escala compuesta se reduce a varios TeV (billones de electronvoltios, la escala de energía del LHC ). Una versión más reciente del modelo Top Seesaw de Dobrescu y Cheng tiene un bosón de Higgs compuesto ligero aceptable. [7] Los mejores modelos Seesaw tienen una buena interpretación geométrica en las 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 extra espacial y proporciona un modelo D-4 renormalizable). teoría de campo). Estos planes también prevén una "composición parcial". Estos modelos se analizan en la extensa revisión de teorías dinámicas sólidas de Hill y Simmons. [8]
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 ingredientes del Higgs compuesto, de forma análoga a las resonancias en la física nuclear . Las nuevas partículas podrían producirse y detectarse en experimentos con colisionadores si la energía de la colisión excede su masa o podrían producir desviaciones de las predicciones del SM en "observables de baja energía", resultados de experimentos con energías más bajas. En los escenarios más convincentes, cada partícula del modelo estándar tiene una compañera con números cuánticos iguales pero con una masa más pesada. Por ejemplo, los bosones fotón , W y Z tienen réplicas pesadas con masa determinada por la escala de composición, que se espera alrededor de 1 TeV. Aunque la naturalidad requiere que existan nuevas partículas con una masa alrededor de un TeV que podría descubrirse en el LHC o en experimentos futuros, hasta 2018 no se han detectado signos directos o indirectos de que el Higgs u otras partículas SM sean compuestas.
A partir del 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 las teorías ordinarias de predicción en tecnicolor, donde la nueva dinámica fuerte rompe directamente la simetría electro-débil sin la necesidad de un bosón de Higgs físico.
El CHM propuesto por Georgi y Kaplan se basó en la conocida dinámica de la teoría de calibre que produce el doblete de Higgs como un bosón de Goldstone . Más tarde 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 deconstrucción dimensional . Estos escenarios también se pueden realizar en hipotéticas teorías de campos conformes (CFT) fuertemente acopladas y la correspondencia AdS-CFT . Esto estimuló la actividad en el campo. Al principio, el Higgs era un estado escalar genérico. En los influyentes [ ¿según quién? ] trabajo [9] el Higgs como bosón de Goldstone se realizó en CFT. Estudios fenomenológicos detallados demostraron que dentro de este marco se puede obtener una concordancia con los datos experimentales con un ligero ajuste de los 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 socio superior. [10]
CHM se puede caracterizar por la masa (m) de las nuevas partículas más ligeras y su acoplamiento (g). Se espera que este último sea más grande que los acoplamientos SM para mantener la coherencia. Existen varias realizaciones de CHM que difieren según el mecanismo que genera el doblete de Higgs. En términos generales se pueden dividir en dos categorías:
En ambos casos, la simetría electrodébil se rompe mediante la condensación de un doblete escalar de Higgs. En el primer tipo de escenario no hay ninguna razón a priori por la que el bosón de Higgs sea más ligero que los otros estados compuestos y, además, se esperan desviaciones mayores del SM.
Éstas 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 partículas compuestas cuya masa se espera que, según pruebas directas e indirectas, sea de alrededor de un TeV o superior. Se supone que el sector compuesto tiene una simetría global G rota espontáneamente en un subgrupo H donde G y H son grupos de Lie compactos . A diferencia de los modelos technicolor , la simetría ininterrumpida debe contener el grupo electrodébil 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 . Eligiendo 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 formas [13] y está completamente determinado por las simetrías. En particular, la teoría de grupos determina los números cuánticos de los bosones de Goldstone. De la descomposición de la representación adjunta se encuentra
donde R[ Π ] es la representación de los bosones de Goldstone bajo H. La petición fenomenológica de que existe un doblete de Higgs selecciona las posibles simetrías. Un ejemplo típico es el patrón
que contiene un único doblete de Higgs como bosón de Goldstone.
La física del Higgs como bosón de Goldstone está fuertemente limitada por las simetrías y determinada por la escala de ruptura de simetría f que controla sus interacciones. Existe una relación aproximada entre la masa y el acoplamiento de los estados compuestos,
En CHM se encuentra que las desviaciones del SM son proporcionales a
donde v = 246 GeV es el valor esperado de vacío 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 de los bosones de Higgs a los bosones W y Z se modifica como
Los estudios fenomenológicos sugieren f > 1 TeV y, por tanto, al menos un factor de unos pocos 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 a partir de la ruptura espontánea de una simetría global exacta no tienen exactamente masa. Por 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. Como mínimo, se trata de SM Yukawa y acoplamientos de calibre que no pueden respetar la simetría global, pero también pueden existir otros efectos. Se espera que el acoplamiento superior dé una contribución dominante al potencial de Higgs, ya que es el acoplamiento más grande del SM. En los modelos más simples se encuentra una correlación entre la masa de Higgs y la masa M de los socios superiores, [14]
En modelos con f ~ TeV como lo sugiere la naturalidad, esto indica resonancias fermiónicas con masa alrededor de 1 TeV. Se espera que las resonancias Spin-1 sean algo más intensas. Esto está al alcance de futuros experimentos con colisionadores. [ cita necesaria ]
Un ingrediente de la CHM moderna es la hipótesis de la composición parcial propuesta por DB Kaplan. [15] Esto es similar a una dimensión extra (deconstruida), en la que cada partícula del modelo estándar tiene uno o varios compañeros pesados que pueden mezclarse con ella. En la práctica, las partículas SM son combinaciones lineales de estados elementales y compuestos:
donde denota el ángulo de mezcla.
La composición parcial se produce naturalmente en el sector calibre, donde ocurre un fenómeno análogo a la cromodinámica cuántica y se conoce como mezcla γ – ρ (en honor al fotón y al mesón ro , dos partículas con números cuánticos idénticos que se entremezclan de manera similar). Para los fermiones, es una suposición que requiere en particular la existencia de fermiones pesados con números cuánticos iguales a los quarks y leptones SM . Estos interactúan con el Higgs a través de la mezcla. Se encuentra esquemáticamente la fórmula para las masas de fermiones SM,
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 ininterrumpida H. Por razones fenomenológicas, esto 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 más grandes que las partículas SM. Por ejemplo, una representación fuertemente motivada para los fermiones zurdos es (2,2) que contiene partículas con carga eléctrica exótica ++5/3o -+4/3con firmas experimentales especiales.
La composición parcial mejora la fenomenología de CHM proporcionando una lógica de por qué hasta ahora no se han medido desviaciones del SM. En los llamados escenarios anárquicos, las jerarquías de masas de fermiones 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 fuerte o totalmente compuesta. Esto conduce 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 de observables electrodébiles. También son posibles otros escenarios [16] con diferente fenomenología.
Las principales firmas experimentales de CHM son:
Los modelos supersimétricos también predicen que cada partícula del modelo estándar tendrá una compañera más pesada. Sin embargo, en la supersimetría los socios tienen un espín diferente : son bosones si la partícula SM es un fermión, y viceversa . En los modelos compuestos de Higgs, los socios tienen el mismo espín que las partículas SM.
Todas las desviaciones del SM están controladas por el parámetro de sintonización ξ. La mezcla de las partículas SM determina el acoplamiento con las partículas conocidas del SM. La fenomenología detallada depende en gran medida de los supuestos de sabor y, en general, depende del modelo. El Higgs y el quark top suelen tener el mayor acoplamiento con las nuevas partículas. Por esta razón, los socios de tercera generación son los más fáciles de producir y la física superior tiene las mayores desviaciones del SM. Los socios principales también tienen especial importancia dado su papel en la naturalidad de la teoría.
Después de la primera ejecución del LHC, las búsquedas experimentales directas excluyen las resonancias fermiónicas de tercera generación de hasta 800 GeV. [17] [18] Los límites de las resonancias de gluones están en el rango de múltiples TeV [19] [20] y existen límites algo más débiles para las resonancias electrodébiles.
Las desviaciones de los acoplamientos SM son proporcionales al grado de composición de las partículas. Por esta razón, se esperan mayores desviaciones de las predicciones de SM para los quarks de tercera generación y los acoplamientos de Higgs. Los primeros han sido medidos con precisión por mil mediante el experimento LEP . Después del primer funcionamiento del LHC, los acoplamientos del Higgs con fermiones y bosones de calibre coinciden con los del SM con una precisión de alrededor del 20%. Estos resultados plantean cierta tensión para CHM pero son compatibles con una escala de composición f~TeV.
La hipótesis de la composición parcial permite suprimir la violación del sabor más allá del SM, que está severamente limitado experimentalmente. Sin embargo, dentro de escenarios anárquicos existen desviaciones considerables de las predicciones del SM en varios observables. Particularmente restringida es la violación de CP en el sistema Kaon y la violación del sabor de los leptones, por ejemplo, la rara desintegración μ->eγ. La física general del sabor sugiere los límites indirectos más fuertes en los escenarios anárquicos. Esta tensión se puede evitar con diferentes supuestos de sabor.
La naturaleza del bosón de Higgs sigue siendo un enigma. Filosóficamente, el bosón de Higgs es un estado compuesto, formado por constituyentes más fundamentales, o está conectado a otros estados de la naturaleza mediante una simetría como la supersimetría (o alguna combinación de estos conceptos). Hasta el momento no hay evidencia de composición ni de supersimetría.
El hecho de que la naturaleza proporcione un campo escalar único (isodoblete débil) que aparentemente genera de manera única masas de partículas fundamentales parece incongruente con el sentido común. [ ¿por qué? ]
Por el momento, no tenemos idea de qué escala de masa/energía revelará información adicional sobre el bosón de Higgs que pueda arrojar luz útil sobre estas cuestiones. Mientras los teóricos siguen ocupados inventando explicaciones, esta visión limitada plantea un desafío importante para la física de partículas experimental: no tenemos una idea clara de si los aceleradores factibles podrían proporcionar nueva información útil más allá del SM. La esperanza de que las energías de colisión informativas puedan estar a nuestro alcance hace que sea importante que el El LHC avanza con mejoras en luminosidad y energía en busca de nuevas pistas que puedan obtenerse.
![{\displaystyle \ \mathrm {Adj} {\bigl [}\ G\ {\bigr ]}=\mathrm {Adj} {\bigl [}\ H\ {\bigr ]}+\mathrm {R} {\bigl [}\ \Pi \ {\bigr ]}\ ,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/374507027b8bb0f2b343bd68ea8bdf32b7a8f33e)
