Modelo estándar supersimétrico mínimo

El Modelo Estándar Supersimétrico Mínimo ( MSSM ) es una extensión del Modelo Estándar que realiza la supersimetría . MSSM es el modelo supersimétrico mínimo, ya que considera sólo "el número [mínimo] de nuevos estados de partículas y nuevas interacciones consistentes con la "Realidad". ^[1] La supersimetría empareja bosones con fermiones , por lo que cada partícula del modelo estándar tiene una supercompañera (aún no descubierta) Si se descubren, estas superpartículas podrían ser candidatas a formar materia oscura , ^[2] y podrían proporcionar evidencia para la gran unificación o la viabilidad de la teoría de cuerdas . Se ha fortalecido ^el fracaso en encontrar evidencia de MSSM utilizando el Gran Colisionador de Hadrones ^. una inclinación a abandonarlo ^{[5] .}

Fondo

El MSSM se propuso originalmente en 1981 para estabilizar la escala débil, resolviendo el problema de la jerarquía . ^[6] La masa del bosón de Higgs del modelo estándar es inestable a las correcciones cuánticas y la teoría predice que la escala débil debería ser mucho más débil de lo que se observa. En el MSSM, el bosón de Higgs tiene una supercompañera fermiónica, el Higgsino , que tiene la misma masa que tendría si la supersimetría fuera una simetría exacta. Como las masas de fermiones son radiativamente estables, la masa de Higgs hereda esta estabilidad. Sin embargo, en MSSM se necesita más de un campo de Higgs, como se describe a continuación.

La única manera inequívoca de afirmar que se ha descubierto la supersimetría es producir superpartículas en el laboratorio. Debido a que se espera que las superpartículas sean entre 100 y 1000 veces más pesadas que el protón, se requiere una enorme cantidad de energía para producir estas partículas, algo que sólo se puede lograr con aceleradores de partículas. El Tevatron buscaba activamente pruebas de la producción de partículas supersimétricas antes de su cierre el 30 de septiembre de 2011. La mayoría de los físicos creen que la supersimetría debe descubrirse en el LHC si es responsable de estabilizar la escala débil. Hay cinco clases de partículas en las que se clasifican las supercompañeras del modelo estándar: squarks , gluinos , charginos , neutralinos y sleptones . Estas superpartículas tienen sus interacciones y desintegraciones posteriores descritas por el MSSM y cada una tiene firmas características.

El MSSM impone la paridad R para explicar la estabilidad del protón . Agrega ruptura de supersimetría al introducir operadores explícitos de ruptura de supersimetría suave en el lagrangiano que se le comunica mediante alguna dinámica desconocida (y no especificada). Esto significa que hay 120 nuevos parámetros en el MSSM. La mayoría de estos parámetros conducen a fenomenología inaceptable, como grandes cambios de sabor en corrientes neutras o grandes momentos dipolares eléctricos para el neutrón y el electrón. Para evitar estos problemas, el MSSM considera que toda la supersimetría suave se rompe como diagonal en el espacio de sabor y que todas las nuevas fases de violación de CP desaparecen.

Motivaciones teóricas

Hay tres motivaciones principales para el MSSM sobre otras extensiones teóricas del Modelo Estándar, a saber:

Naturalidad
Unificación de acoplamiento de calibre
Materia oscura

Estas motivaciones surgen sin mucho esfuerzo y son las razones principales por las que el MSSM es el principal candidato para una nueva teoría que se descubrirá en experimentos con colisionadores como el Tevatron o el LHC .

Naturalidad

Cancelación de la renormalización de masa cuadrática del bosón de Higgs entre los diagramas de Feynman del bucle de quark superior fermiónico y del squark superior escalar en una extensión supersimétrica del modelo estándar

La motivación original para proponer el MSSM fue estabilizar la masa de Higgs en correcciones radiativas que son cuadráticamente divergentes en el modelo estándar ( problema de jerarquía ). En los modelos supersimétricos, los escalares están relacionados con los fermiones y tienen la misma masa. Dado que las masas de fermiones son logarítmicamente divergentes, las masas escalares heredan la misma estabilidad radiativa. El valor esperado del vacío de Higgs (VEV) está relacionado con la masa escalar negativa en el Lagrangiano. Para que las correcciones radiativas de la masa del Higgs no sean dramáticamente mayores que el valor real, la masa de los supercompañeros del modelo estándar no debería ser significativamente más pesada que el Higgs VEV (aproximadamente 100 GeV). En 2012, se descubrió la partícula de Higgs en el LHC y se descubrió que su masa era de 125 a 126 GeV.

Unificación de acoplamiento de calibre

Si los supercompañeros del modelo estándar están cerca de la escala TeV, entonces los acoplamientos de calibre medidos de los tres grupos de calibre se unifican a altas energías. ^[7]^[8]^[9] Las funciones beta para los acoplamientos de calibre MSSM están dadas por

donde se mide en la normalización SU(5), un factor diferente a la normalización del modelo estándar y predicho por Georgi-Glashow SU(5). $\alpha _{1}^{-1}$ ${\frac {3}{5}}$

La condición para la unificación del acoplamiento de calibre en un bucle es si se cumple la siguiente expresión . ${\frac {\alpha _{3}^{-1}-\alpha _{2}^{-1}}{\alpha _{2}^{-1}-\alpha _{1}^{-1}}}={\frac {b_{0\,3}-b_{0\,2}}{b_{0\,2}-b_{0\,1}}}$

Sorprendentemente, esto se cumple precisamente con los errores experimentales en los valores de . Hay dos correcciones de bucle y correcciones de umbral tanto en la escala TeV como en la escala GUT que alteran esta condición en la unificación del acoplamiento de calibre, y los resultados de cálculos más extensos revelan que la unificación del acoplamiento de calibre se produce con una precisión del 1%, aunque esto es aproximadamente 3 desviaciones estándar de las expectativas teóricas. $\alpha ^{-1}(M_{Z^{0}})$

Esta predicción generalmente se considera como evidencia indirecta tanto para MSSM como para SUSY GUT . ^[10] La unificación del acoplamiento de vías no implica necesariamente una gran unificación y existen otros mecanismos para reproducir la unificación del acoplamiento de vías. Sin embargo, si se encuentran supercompañeros en un futuro próximo, el aparente éxito de la unificación del acoplamiento de calibres sugeriría que una gran teoría unificada supersimétrica es un candidato prometedor para la física a gran escala.

Materia oscura

Si se conserva la paridad R , entonces la superpartícula más ligera ( LSP ) del MSSM es estable y es una partícula masiva de interacción débil (WIMP), es decir, no tiene interacciones electromagnéticas ni fuertes. Esto convierte al LSP en un buen candidato a materia oscura y entra en la categoría de materia oscura fría (CDM).

Predicciones del MSSM sobre colisionadores de hadrones

El Tevatron y el LHC tienen programas experimentales activos en busca de partículas supersimétricas. Dado que ambas máquinas son colisionadores de hadrones (protón antiprotón para el Tevatron y protón protón para el LHC), buscan mejor partículas que interactúen fuertemente. Por tanto, la mayoría de las firmas experimentales implican la producción de squarks o gluinos. Dado que el MSSM tiene paridad R, la partícula supersimétrica más ligera es estable y después de que los squarks y gluinos se desintegren, cada cadena de desintegración contendrá un LSP que dejará el detector invisible. Esto lleva a la predicción genérica de que el MSSM producirá una señal de " energía faltante " a partir de estas partículas que salen del detector.

Neutralinos

Hay cuatro neutralinos que son fermiones y eléctricamente neutros, el más ligero de los cuales suele ser estable. Generalmente están etiquetados
NORTE⁰
₁,
NORTE⁰
₂,
NORTE⁰
₃,
NORTE⁰
₄(aunque a veces se utiliza en su lugar). Estos cuatro estados son mezclas del bino y el wino neutro (que son los gauginos neutros electrodébiles ), y los higgsinos neutros . Como los neutralinos son fermiones de Majorana , cada uno de ellos es idéntico a su antipartícula . Debido a que estas partículas sólo interactúan con los bosones vectoriales débiles, no se producen directamente en grandes cantidades en los colisionadores de hadrones. Aparecen principalmente como partículas en desintegraciones en cascada de partículas más pesadas que generalmente se originan a partir de partículas supersimétricas coloreadas como los squarks o los gluinos. ${\tilde {\chi }}_{1}^{0},\ldots ,{\tilde {\chi }}_{4}^{0}$

En los modelos conservadores de paridad R, el neutralino más ligero es estable y todas las desintegraciones en cascada supersimétricas terminan descomponiéndose en esta partícula, lo que deja al detector invisible y su existencia solo puede inferirse buscando un impulso desequilibrado en un detector.

Los neutralinos más pesados normalmente se desintegran a través de una
z⁰
a un neutralino más ligero o a través de un
W.^±
a chargino. Así, una decadencia típica es

Tenga en cuenta que el subproducto "Energía faltante" representa la masa-energía del neutralino (
NORTE⁰
₁ ) y en la segunda línea, la masa-energía de un par neutrino - antineutrino (
v
+
v
) producido con el leptón y el antileptón en la desintegración final, todos los cuales son indetectables en reacciones individuales con la tecnología actual. Las divisiones de masa entre los diferentes neutralinos dictarán qué patrones de desintegraciones se permitirán.

Charginós

Hay dos charginos que son fermiones y están cargados eléctricamente. Generalmente están etiquetados
C^±
₁y
C^±
₂(aunque a veces se usa y en su lugar). El chargino más pesado puede descomponerse ${\tilde {\chi }}_{1}^{\pm }$ ${\tilde {\chi }}_{2}^{\pm }$
z⁰
al cargador más ligero. Ambos pueden descomponerse a través de un
W.^±
a neutralino.

squarks

Los squarks son los supercompañeros escalares de los quarks y existe una versión para cada quark del modelo estándar. Debido a las limitaciones fenomenológicas de las corrientes neutras que cambian el sabor, normalmente las dos generaciones más ligeras de squarks tienen que tener casi la misma masa y, por lo tanto, no reciben nombres distintos. Los supercompañeros del quark superior e inferior se pueden separar de los squarks más ligeros y se denominan stop y sbottom .

En la otra dirección, puede haber una mezcla notable de izquierda a derecha de las paradas y de las bases debido a las grandes masas de los quarks asociados arriba y abajo: ^[11] ${\tilde {t}}$ ${\tilde {b}}$

{\tilde {t}}_{1}=e^{+i\phi }\cos(\theta ){\tilde {t_{L}}}+\sin(\theta ){\tilde {t_{R}}}

{\tilde {t}}_{2}=e^{-i\phi }\cos(\theta ){\tilde {t_{R}}}-\sin(\theta ){\tilde {t_{L}}}

Una historia similar se aplica al fondo con sus propios parámetros y . ${\tilde {b}}$ $\phi$ $\theta$

Los squarks se pueden producir mediante interacciones fuertes y, por lo tanto, se producen fácilmente en colisionadores de hadrones. Se desintegran en quarks y neutralinos o charginos que se desintegran aún más. En escenarios de conservación de paridad R, los squarks se producen en pares y, por lo tanto, una señal típica es

{\tilde {q}}{\tilde {\bar {q}}}\rightarrow q{\tilde {N}}_{1}^{0}{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0}\rightarrow

2 chorros + energía faltante

{\tilde {q}}{\tilde {\bar {q}}}\rightarrow q{\tilde {N}}_{2}^{0}{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0}\rightarrow q{\tilde {N}}_{1}^{0}\ell {\bar {\ell }}{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0}\rightarrow

2 chorros + 2 leptones + energía faltante

gluinos

Los gluinos son socios fermiónicos de Majorana del gluón, lo que significa que son sus propias antipartículas. Interactúan fuertemente y, por lo tanto, pueden producirse de manera significativa en el LHC. Sólo pueden descomponerse en un quark y un squark y, por tanto, una señal típica de gluino es

{\tilde {g}}{\tilde {g}}\rightarrow (q{\tilde {\bar {q}}})({\bar {q}}{\tilde {q}})\rightarrow (q{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0})({\bar {q}}q{\tilde {N}}_{1}^{0})\rightarrow

4 jets + Energía faltante

Debido a que los gluinos son Majorana, los gluinos pueden descomponerse en un quark+anti-squark o en un anti-quark+squark con la misma probabilidad. Por lo tanto, los pares de gluinos pueden descomponerse para

{\tilde {g}}{\tilde {g}}\rightarrow ({\bar {q}}{\tilde {q}})({\bar {q}}{\tilde {q}})\rightarrow (q{\bar {q}}{\tilde {C}}_{1}^{+})(q{\bar {q}}{\tilde {C}}_{1}^{+})\rightarrow (q{\bar {q}}W^{+})(q{\bar {q}}W^{+})\rightarrow

4 chorros+ + Energía faltante

\ell ^{+}\ell ^{+}

Esta es una firma distintiva porque tiene dileptones del mismo signo y tiene muy pocos antecedentes en el modelo estándar.

dormilones

Los sleptones son los socios escalares de los leptones del modelo estándar. No interactúan fuertemente y, por lo tanto, no se producen con mucha frecuencia en los colisionadores de hadrones, a menos que sean muy livianos. ^{[ cita necesaria ]}

Debido a la gran masa del leptón tau, habrá una mezcla de izquierda a derecha del stau similar a la del stop y el sbottom (ver arriba).

Los sleptones normalmente se encontrarán en las desintegraciones de charginos y neutralinos si son lo suficientemente livianos como para ser un producto de desintegración.

{\tilde {C}}^{+}\rightarrow {\tilde {\ell }}^{+}\nu

{\tilde {N}}^{0}\rightarrow {\tilde {\ell }}^{+}\ell ^{-}

campos MSSM

Los fermiones tienen supercompañeros bosónicos (llamados sfermiones) y los bosones tienen supercompañeros fermiónicos (llamados bosinos ). Para la mayoría de las partículas del modelo estándar, duplicar es muy sencillo. Sin embargo, para el bosón de Higgs, es más complicado.

Un solo Higgsino (el supercompañero fermiónico del bosón de Higgs) conduciría a una anomalía de calibre y haría que la teoría fuera inconsistente. Sin embargo, si se añaden dos Higgsinos, no hay ninguna anomalía de calibre. La teoría más simple es aquella con dos Higgsinos y, por tanto, dos dobletes escalares de Higgs . Otra razón para tener dos dobletes escalares de Higgs en lugar de uno es para tener acoplamientos Yukawa entre el Higgs y los quarks de tipo down y up ; estos son los términos responsables de las masas de los quarks. En el modelo estándar, los quarks de tipo down se acoplan al campo de Higgs (que tiene Y=−1/2) y los quarks de tipo up a su conjugado complejo (que tiene Y=+1/2). Sin embargo, en una teoría supersimétrica esto no está permitido, por lo que se necesitan dos tipos de campos de Higgs.

supercampos MSSM

En las teorías supersimétricas, cada campo y su supercompañero pueden escribirse juntos como un supercampo . La formulación de supercampo de la supersimetría es muy conveniente para escribir teorías manifiestamente supersimétricas (es decir, no es necesario comprobar tediosamente que la teoría es supersimétrica término por término en el lagrangiano). El MSSM contiene supercampos vectoriales asociados con los grupos de calibre del modelo estándar que contienen los bosones vectoriales y los gauginos asociados. También contiene supercampos quirales para los fermiones del modelo estándar y los bosones de Higgs (y sus respectivos supercompañeros).

MSSM Masa de Higgs

La masa de Higgs del MSSM es una predicción del modelo estándar mínimo supersimétrico. La masa del bosón de Higgs más ligero la establece el acoplamiento cuártico de Higgs . Los acoplamientos cuárticos no son parámetros suaves que rompen la supersimetría, ya que conducen a una divergencia cuadrática de la masa de Higgs. Además, no existen parámetros supersimétricos para hacer que la masa de Higgs sea un parámetro libre en el MSSM (aunque no en extensiones no mínimas). Esto significa que la masa de Higgs es una predicción del MSSM. Los experimentos LEP II y IV fijaron un límite inferior a la masa del Higgs de 114,4 GeV . Este límite inferior está significativamente por encima de lo que normalmente predice el MSSM, pero no descarta el MSSM; El descubrimiento del Higgs con una masa de 125 GeV está dentro del límite superior máximo de aproximadamente 130 GeV al que las correcciones de bucle dentro del MSSM elevarían la masa del Higgs. Los defensores del MSSM señalan que una masa de Higgs dentro del límite superior del cálculo de la masa de Higgs del MSSM es una predicción exitosa, aunque apunta a un ajuste más preciso de lo esperado. ^[12]^[13]

Fórmulas

El único operador que preserva susy y que crea un acoplamiento cuártico para el Higgs en el MSSM surge para los términos D del sector de calibre SU(2) y U(1) y la magnitud del acoplamiento cuártico se establece por el tamaño del acoplamientos de calibre.

Esto lleva a la predicción de que la masa de Higgs similar al modelo estándar (el escalar que se acopla aproximadamente al VEV) está limitada a ser menor que la masa Z:

$m_{h^{0}}^{2}\leq m_{Z^{0}}^{2}\cos ^{2}2\beta$ .

Dado que la supersimetría se rompe, existen correcciones radiativas en el acoplamiento cuártico que pueden aumentar la masa de Higgs. Éstos surgen predominantemente del "sector superior":

$m_{h^{0}}^{2}\leq m_{Z^{0}}^{2}\cos ^{2}2\beta +{\frac {3}{\pi ^{2}}}{\frac {m_{t}^{4}\sin ^{4}\beta }{v^{2}}}\log {\frac {m_{\tilde {t}}}{m_{t}}}$

¿Dónde está la masa superior y es la masa del squark superior? Este resultado puede interpretarse como el recorrido RG del acoplamiento cuártico de Higgs desde la escala de supersimetría hasta la masa superior; sin embargo, dado que la masa del squark superior debe estar relativamente cerca de la masa superior, esta suele ser una contribución bastante modesta y aumenta el Higgs. masa a aproximadamente el límite LEP II de 114 GeV antes de que el squark superior se vuelva demasiado pesado. $m_{t}$ $m_{\tilde {t}}$

Finalmente hay una contribución de los principales términos A del squark:

${\mathcal {L}}=y_{t}\,m_{\tilde {t}}\,a\;h_{u}{\tilde {q}}_{3}{\tilde {u}}_{3}^{c}$

donde es un número adimensional. Esto aporta un término adicional a la masa de Higgs a nivel de bucle, pero no se mejora logarítmicamente. $a$

$m_{h^{0}}^{2}\leq m_{Z^{0}}^{2}\cos ^{2}2\beta +{\frac {3}{\pi ^{2}}}{\frac {m_{t}^{4}\sin ^{4}\beta }{v^{2}}}\left(\log {\frac {m_{\tilde {t}}}{m_{t}}}+a^{2}(1-a^{2}/12)\right)$

empujando (conocido como 'mezcla máxima') es posible empujar la masa de Higgs a 125 GeV sin desacoplar el squark superior ni agregar nueva dinámica al MSSM. $a\rightarrow {\sqrt {6}}$

Como el Higgs se encontró alrededor de 125 GeV (sin otras superpartículas ) en el LHC, esto sugiere fuertemente una nueva dinámica más allá del MSSM, como el 'Modelo estándar supersimétrico próximo al mínimo' ( NMSSM ); y sugiere cierta correlación con el problema de la pequeña jerarquía .

MSSM Lagrangiano

El Lagrangiano para MSSM contiene varias partes.

El primero es el potencial de Kähler para la materia y los campos de Higgs, que produce los términos cinéticos de los campos.
La segunda pieza es el superpotencial del campo de calibre que produce los términos cinéticos de los bosones de calibre y gauginos.
El siguiente término es el superpotencial de la materia y los campos de Higgs. Estos producen los acoplamientos Yukawa para los fermiones del modelo estándar y también el término de masa para los Higgsinos . Después de imponer la paridad R, los operadores invariantes de calibre renormalizables en el superpotencial son

$W_{}^{}=\mu H_{u}H_{d}+y_{u}H_{u}QU^{c}+y_{d}H_{d}QD^{c}+y_{l}H_{d}LE^{c}$

El término constante no es físico en la supersimetría global (a diferencia de la supergravedad ).

Suave Susy rompiendo

La última pieza del Lagrangiano MSSM es la supersimetría suave que rompe el Lagrangiano. La gran mayoría de los parámetros del MSSM están en la ruptura lagrangiana. Los suaves susy que se rompen se dividen en aproximadamente tres partes.

Las primeras son las masas gaugino.

${\mathcal {L}}\supset m_{\frac {1}{2}}{\tilde {\lambda }}{\tilde {\lambda }}+{\text{h.c.}}$

Donde estan los gauginos y es diferente para el wino, bino y gluino. ${\tilde {\lambda }}$ $m_{\frac {1}{2}}$

Las siguientes son las masas blandas para los campos escalares.

${\mathcal {L}}\supset m_{0}^{2}\phi ^{\dagger }\phi$

¿Dónde están cualquiera de los escalares en el MSSM y son matrices hermitianas para los squarks y sleptones de un conjunto dado de números cuánticos de calibre? Los valores propios de estas matrices son en realidad las masas al cuadrado, en lugar de las masas. $\phi$ $m_{0}$ $3\times 3$

Existen los términos y que están dados por $A$ $B$

${\mathcal {L}}\supset B_{\mu }h_{u}h_{d}+Ah_{u}{\tilde {q}}{\tilde {u}}^{c}+Ah_{d}{\tilde {q}}{\tilde {d}}^{c}+Ah_{d}{\tilde {l}}{\tilde {e}}^{c}+{\text{h.c.}}$

Los términos son matrices complejas al igual que las masas escalares. $A$ $3\times 3$

Aunque no se menciona a menudo con respecto a los términos blandos, para ser coherente con la observación, también se deben incluir las masas blandas de Gravitino y Goldstino dadas por

${\mathcal {L}}\supset m_{3/2}\Psi _{\mu }^{\alpha }(\sigma ^{\mu \nu })_{\alpha }^{\beta }\Psi _{\beta }+m_{3/2}G^{\alpha }G_{\alpha }+{\text{h.c.}}$

La razón por la que estos términos suaves no se mencionan a menudo es que surgen a través de la supersimetría local y no de la supersimetría global, aunque son necesarios, de lo contrario, si el Goldstino no tuviera masa, contradeciría la observación. El modo Goldstino es devorado por el Gravitino para volverse masivo, a través de un cambio de calibre, que también absorbe el posible término "masivo" del Goldstino.

Problemas

Hay varios problemas con el MSSM, la mayoría de ellos relacionados con la comprensión de los parámetros.

El problema mu : El parámetro de masa de Higgsino μ aparece como el siguiente término en el superpotencial : μH _u H _d . Debería tener el mismo orden de magnitud que la escala electrodébil , muchos órdenes de magnitud menor que la de la escala de Planck , que es la escala de corte natural . Los términos de ruptura de la supersimetría suave también deberían ser del mismo orden de magnitud que la escala electrodébil. Esto plantea un problema de naturalidad : ¿por qué estas escalas son mucho más pequeñas que la escala de corte y, sin embargo, están tan cerca unas de otras?
Universalidad del sabor de masas blandas y términos A: dado que hasta el momento no se ha descubierto ninguna mezcla de sabores adicional a la predicha por el modelo estándar , los coeficientes de los términos adicionales en el Lagrangiano MSSM deben ser, al menos aproximadamente, invariantes del sabor (es decir, el igual para todos los sabores).
Pequeñez de las fases de violación de CP: dado que hasta ahora no se ha descubierto ninguna violación de CP adicional a la predicha por el modelo estándar , los términos adicionales en el Lagrangiano MSSM deben ser, al menos aproximadamente, invariantes de CP, de modo que sus fases de violación de CP sean pequeñas.

Teorías de la ruptura de la supersimetría

Se ha invertido una gran cantidad de esfuerzo teórico tratando de comprender el mecanismo de ruptura de la supersimetría suave que produce las propiedades deseadas en las masas e interacciones de la supercompañera. Los tres mecanismos más estudiados son:

Ruptura de la supersimetría mediada por la gravedad

La ruptura de la supersimetría mediada por la gravedad es un método para comunicar la ruptura de la supersimetría al modelo estándar supersimétrico a través de interacciones gravitacionales. Fue el primer método propuesto para comunicar la ruptura de la supersimetría. En los modelos de ruptura de supersimetría mediados por la gravedad, hay una parte de la teoría que solo interactúa con el MSSM a través de la interacción gravitacional. Este sector oculto de la teoría rompe la supersimetría. Mediante la versión supersimétrica del mecanismo de Higgs , el gravitino , la versión supersimétrica del gravitón, adquiere masa. Una vez que el gravitino tiene masa, las correcciones radiativas gravitacionales a masas blandas se cancelan de manera incompleta debajo de la masa del gravitino.

Actualmente se cree que no es genérico tener un sector completamente desacoplado del MSSM y deberían existir operadores de mayor dimensión que acoplen distintos sectores junto con los operadores de mayor dimensión suprimidos por la escala de Planck. Estos operadores aportan una contribución tan grande a la supersimetría suave que rompe masas como los bucles gravitacionales; por lo tanto, hoy en día la gente suele considerar que la mediación gravitacional son interacciones directas de tamaño gravitacional entre el sector oculto y el MSSM.

mSUGRA significa supergravedad mínima. La construcción de un modelo realista de interacciones dentro del marco de supergravedad N = 1 donde la ruptura de la supersimetría se comunica a través de las interacciones de supergravedad fue llevada a cabo por Ali Chamseddine , Richard Arnowitt y Pran Nath en 1982. ^[14] mSUGRA es uno de los más ampliamente investigados. modelos de física de partículas debido a su poder predictivo que requieren solo 4 parámetros de entrada y un signo, para determinar la fenomenología de baja energía a partir de la escala de Gran Unificación. El conjunto de parámetros más utilizado es:

Se suponía que la ruptura de la supersimetría mediada por la gravedad era universal debido a la universalidad de la gravedad; sin embargo, en 1986 Hall, Kostelecky y Raby demostraron que la física de la escala de Planck que es necesaria para generar los acoplamientos Yukawa del modelo estándar arruina la universalidad de la ruptura de la supersimetría. ^[15]

Ruptura de supersimetría mediada por calibre (GMSB)

La ruptura de la supersimetría mediada por calibre es un método para comunicar la ruptura de la supersimetría al modelo estándar supersimétrico a través de las interacciones de calibre del modelo estándar. Normalmente, un sector oculto rompe la supersimetría y la comunica a campos de mensajería masivos que se cargan según el modelo estándar. Estos campos mensajeros inducen una masa gaugino en un bucle y luego esta se transmite a las supercompañeras escalares en dos bucles. Al requerir stop squarks por debajo de 2 TeV, la masa máxima del bosón de Higgs prevista es de sólo 121,5 GeV. ^[16] Con el descubrimiento del Higgs a 125 GeV, este modelo requiere paradas por encima de 2 TeV.

Ruptura de supersimetría mediada por anomalías (AMSB)

La ruptura de la supersimetría mediada por anomalías es un tipo especial de ruptura de la supersimetría mediada por la gravedad que da como resultado que la ruptura de la supersimetría se comunique al modelo estándar supersimétrico a través de la anomalía conforme. ^[17]^[18] Al requerir squarks stop por debajo de 2 TeV, la masa máxima del bosón de Higgs predicha es de solo 121,0 GeV. ^[16] Con el descubrimiento del Higgs a 125 GeV, este escenario requiere paradas de más de 2 TeV.

MSSM fenomenológico (pMSSM)

El MSSM sin restricciones tiene más de 100 parámetros además de los parámetros del modelo estándar. Esto hace que cualquier análisis fenomenológico (por ejemplo, encontrar regiones en el espacio de parámetros consistentes con los datos observados) sea poco práctico. Bajo los siguientes tres supuestos:

no hay nueva fuente de violación de CP
sin corrientes neutras que cambian el sabor
Universalidad de primera y segunda generación.

se puede reducir el número de parámetros adicionales a las siguientes 19 cantidades del MSSM fenomenológico (pMSSM): ^[19] El gran espacio de parámetros de pMSSM hace que las búsquedas en pMSSM sean extremadamente desafiantes y hace que pMSSM sea difícil de excluir.

Pruebas experimentales

Detectores terrestres

Se espera que XENON1T (un detector WIMP de materia oscura, que se pondrá en servicio en 2016) explore y pruebe candidatos a supersimetría como CMSSM. ^[20]^{: Figura 7(a), páginas 15-16}

Ver también

Desierto (física de partículas)

Referencias

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enlaces externos

MSSM en arxiv.org
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Revisión de Particle Data Group de MSSM y búsqueda de partículas predichas de MSSM
Ian JR Aitchison (2005). "La supersimetría y el MSSM: una introducción elemental". arXiv : hep-ph/0505105 .