Technicolor (физика)

редактировать

Technicolor теории - это модели физики за пределами Стандартной модели, которые касаются электрослабого нарушения калибровочной симметрии, механизм, посредством которого W- и Z-бозоны приобретают массы. Ранние теории цветных технологий были смоделированы на основе квантовой хромодинамики (КХД), «цветной» теории сильного ядерного взаимодействия, которая вдохновила их название.

Вместо введения элементарных бозонов Хиггса для объяснения наблюдаемых явлений были введены цветные модели для динамического генерирования масс для W- и Z-бозонов посредством новых калибровочных обработий.. Хотя асимптотически свободен при очень высоких энергиях, эти взаимодействия становятся сильными и ограничивающими (и, следовательно, ненаблюдаемыми) при более низких энергиях, которые были экспериментально исследованы. Этот динамический подход естественен и позволяет избежать проблем квантовой тривиальности и проблемы иерархии Стандартной модели.

Однако с момента открытия бозона Хиггса на LHC в ЦЕРНе в 2012 году оригинальные модели в степени исключены. Тем не менее, остается вероятность того, что бозон Хиггса является составным состоянием.

Для производства массы кварка и лептона, необходимо использовать цветные или составные модели Хиггса. «Расширены» дополнительными калибровочными играми. В частности, при моделировании на основе КХД расширенный технический цвет столкнулся с экспериментальными ограничениями на изменяющий аромат нейтральный ток и прецизионные измерения электрослабого сигнала. Конкретные расширения динамики частиц для цветных или объемных бозонов Хиггса неизвестны.

Многие цветные исследования сосредоточены на изучении сильно взаимодействующих калибровочных теорий, отличных от КХД, чтобы избежать некоторых из этих проблем. Особенно активным каркасом является «ходячий» техниколор, демонстрирующий почти конформное поведение, вызванное инфракрасной фиксированной точкой силой чуть выше силы, необходимой для спонтанного нарушения хиральной симметрии. Может ли ходьба произойти и привести к согласованию с прецизионными измерениями электрослабого режима, изучается с помощью непертурбативной решетки моделирования.

Эксперименты на Большом адронном коллайдере открыли механизм, ответственный за нарушение электрослабой симметрии, т. Е. бозон Хиггса с массой примерно 125 ГэВ / c ; такая частица в общем не предсказывается с помощью цветных моделей. Однако бозон Хиггса может быть составным состоянием, например, состоящим из топ-кварков и анти-топ-кварков, как в теории Бардина-Хилла-Линднера. Составные модели Хиггса обычно решаются с помощью фиксированной точки верхнего кварка инфракрасного излучения и могут потребовать новой динамики при высоких энергиях, таких как topcolor.

Содержание

1 Введение
2 Ранние technicolor
3 Extended technicolor
4 Walking technicolor
5 Масса топ-кварка
6 Technicolor на решетке
7 Technicolor феноменология
- 7.1 Превосходные электрослабые тесты
- 7.2 Феноменология адронного коллайдера
- 7.3 Темная материя
8 См. Также
9 Ссылки

Введение

Механизм нарушения электрослабой калибровочной симметрии в модель Стандартная межий элементарных частиц остается неизвестной. Нарушение должно быть спонтанным, что означает, что лежащая в основе теории демонстрирует симметрию (поля калибровочных бозонов безмассовы в уравнениях движения), но решения (основное состояние и возбужденные состояния) не. В особенности, физические калибровочные бозоны W и Z становятся массивными. Это явление, при котором W- и Z-бозоны также приобретают состояние дополнительной поляризации, называется «механизм Хиггса». Несмотря на точное совпадение теории электрослабого взаимодействия с экспериментом при доступных до сих пор энергиях, необходимые ингредиенты для нарушения симметрии остаются скрытыми, но еще не обнаружены при более высоких энергиях.

Простейший механизм нарушения электрослабой симметрии вводит одно сложное поле и предсказывает существование бозона Хиггса. Как правило, бозон Хиггса является «неестественным» в том смысле, что квантово-механические флуктуации вызывают поправки к его массе, которые поднимают его до таких высоких значений, что он не может играть роль, ради которой был введен. Если Стандартная модель не разрушается при энергиях менее нескольких ТэВ, масса Хиггса может быть небольшой только с помощью тонкой тонкой настройки параметров.

Technicolor избегает этой проблемы, выдвигая гипотезу о новом калибровочном взаимодействии, связанном с новыми безмассовыми фермионами. Это взаимодействие является асимптотически свободным при очень высоких энергиях и становится и ограничивающим по мере уменьшения энергии до электрослабого масштаба 246 ГэВ. Эти сильные взаимодействия спонтанно нарушают киральную симметрию безмассовых фермионов, некоторые из которых слабо калиброваны как часть Стандартной модели. Это динамическая версия механизма Хиггса. Таким образом, нарушается электрослабая калибровочная симметрия, в результате чего W- и Z-бозоны получают массы.

Новое сильное взаимодействие приводит к появлению множества новых составных короткоживущих частиц с энергиями, доступными на Большом адронном коллайдере (LHC). Такая схема естественна, поскольку отсутствуют элементарные бозоны Хиггса и, следовательно, нет точной настройки параметров. Массы кварков и лептонов также нарушают электрослабые калибровочные симметрии, поэтому они тоже должны возникать спонтанно. Механизм включения этой функции известен как расширенный технический цвет. Многоцветный и расширенный техниколор сталкивался с рядом феноменологических проблем, в частности проблем нейтральных токов, изменяющих вкус, прецизионных электрослабых тестов и топ-кварка. масс. Модели Technicolor также в общем случае не предсказывают бозоны типа Хиггса, такие легкие, как 125 ГэВ / c ; такая частица была открыта в ходе экспериментов на Большом адронном коллайдере в 2012 году. Некоторые из этих проблем можно решить с помощью класса теорий известных как «ходячий техниколор».

Ранний техниколор

Техниколор - это название характера, данного теории нарушения электрослабой симметрии новыми сильными калибровочными действиями, шкала энергии Λ TC является самой слабой шкалой, Λ TC ≈ F EW ≡ 246 ГэВ. Руководящий принцип technicolor - «естественность»: основные физические явления не должны требовать точной настройки параметров в лагранжиане, который их указывает. То, что составляет тонкую настройку, до некоторой степени является субъективным вопросом, но теория с элементарными скалярными частями обычно очень настроена (если только она не суперсимметрична ). Квадратичная дивергенция в массе скаляра требует корректировки части в $O (M голое 2 M физическое 2) {\ displaystyle {\ mathcal {O}} \ left ({\ frac {M _ {\ mathrm {bare}}) ^ { 2}} {M _ {\ mathrm {physical}} ^ {2}}} \ right)}$ ${\ mathcal {O}} \ left ({\ frac {M_ {\ mathrm {bare}} ^ {2}} {M _ {\ mathrm {physical}} ^ {2}}} \ right)$ , где M bare - обрезание теории, шкала энергии при которой теория существенно меняется. В стандартной электрослабой модели с M голой ∼ 10 ГэВ (шкала масс великого объединения) и с массой бозона Хиггса масса M физическая = 100–500 ГэВ, масса настроена, по крайней мере, на часть 10.

Напротив, естественная теория нарушения электрослабой симметрии - асимптотически свободная калибровочная теория фермионами как единственными полями материи. Цветовая группа G TC считается SU (N TC). По аналогии с квантовой хромодинамикой (КХД) юридически, что существует один или несколько дублетов безмассовых технифермионов Дирака, векторно трансформирующихся под и тем же комплексным представлением G TC, $T i L, R = (U i, D i) L, R, для i = 1, 2,..., 1 2 N е {\ Displaystyle T_ {я \, \ mathrm {L, R}} = (U_ {i}, D_ {i}) _ {\ mathrm {L, R}} \,, {\ text { for}} i = 1,2,..., {\ tfrac {1} {2}} N _ {\ mathrm {f}}}$ ${\ displaystyle T_ {i \, \ mathrm {L, R}} = (U_ {i}, D_ {i}) _ {\ mathrm {L, R}} \,, {\ text { для}} я = 1,2,..., {\ tfrac {1} {2}} N _ {\ mathrm {f}}}$ . Таким образом, существует киральная симметрия этих фермионов, например SU (N f)L⊗ SU (N f)R, если они все преобразуются в соответствии с одним и тем же комплексным представлением G TC. Продолжая аналогию с КХД, связь бегущей калибровки α TC (μ) вызывает спонтанное нарушение киральной симметрии, технифермионы приобретают динамическую массу и ряд безмассовых бозонов Голдстоуна Если технифермионы преобразуются при [SU (2) ⊗ U (1)] EW как левые дублеты и правые синглеты, три линейных комбинации этих бозонов. Голдстоуна соединяются тремя из электрослабых калибровок.

В 1973 году Джеки и Джонсон, Корнуолл и Нортон Изучали возможность того, что (невекторное) калибровочное взаимодействие фермионов может разрушить само по себе, то есть достаточно сильно, чтобы образовать бозон Голдстоуна, связанный с калибровочным током, используя абелевы калибровочные модели, они показали, что, если такой бозон Голдстоуна образуется, он « съеда ется »механизмом Хиггса, становясь продольным l компонента теперь уже массивного калибровочного бозона. Технически, поляризационная функция Π (p), появляющаяся в пропагаторе калибровки бозона,

Δ μ ν = [p μ p ν p 2 - g μ ν] p 2 [1 - g 2 Π (p 2)] {\ 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] ~}}}

{\ 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} \ ri ght) \ right] ~}}}

образует полюс в точку p = 0 с вычетом F, квадратом постоянной распада голдстоуновского бозона, калибровочным бозон приобретает массу M ≈ g F. В 1973 году Вайнштейн показал, что составные бозоны Голдстоуна, составляющие фермионы преобразуются «стандартным» образом при SU (2) ⊗ U (1), порождают массы слабых бозонов

$(1) MW ± = 1 2 г FEW и MZ = 1 2 г 2 + g ′ 2 FEW ≡ MW cos ⁡ θ W. {\ displaystyle (1) \ qquad M _ {\ mathrm {W ^ {\ pm}}} = {\ frac {1} {2}} g \, F _ {\ mathrm {EW}} \ quad {\ text {и}} \ quad M _ {\ mathrm { Z}} = {\ frac {1} {2}} {\ sqrt {g ^ {2} + {g '} ^ {2}}} F _ {\ mathrm {EW}} \ Equiv {\ frac {M _ {\ mathr m {W}}} {\ cos \ theta _ {\ mathrm {W}}}}.}$ $(1)\qquad M_{\mathrm {W^{\pm }} }={\frac {1}{2}}g\,F_{\mathrm {EW} }\quad {\text{ and }}\quad M_{\mathrm {Z} }={\frac {1}{2}}{\sqrt {g^{2}+{g'}^{2}}}F_{\mathrm {EW} }\equiv {\frac {M_{\mathrm {W} }}{\cos \theta _{\mathrm {W} }}}.$

Это отношение стандартные модели достигаются с помощью элементарных бозонов Хиггса в электрослабых дублетах; проверено экспериментально с точностью до 1%. Здесь g и g ′ представлен собой калибровочные связи SU (2) и U (1), а $tan ⁡ θ W = g ′ g {\ displaystyle \ tan \ theta _ {\ mathrm {W}} = {\ frac {g '} {g}}}$ $\tan \theta _{\mathrm {W} }={\frac {g'}{g}}$ определить слабый угол смешивания.

Важная идея нового сильного калибровочного взаимодействия безмассовых фермионов на электрослабом опыте F EW, приводящего к спонтанному нарушению его глобальной киральной симметрии, в которой SU (2) ⊗ подгруппа слабо калиброванная, была впервые предложена в 1979 г. Вайнбергом. Этот «разноцветный» механизм естественен тем, что не требуется точной настройки параметров.

Расширенный техниколор

Элементарный бозон Хиггса выполняет еще одну задачу. В Стандартной модели, кварки и лептоны обязательно безмассовые, потому что они преобразуются под действие SU (2) ⊗ U (1) как левые дублеты и правосторонние дублеты. вручил майки. К этим фермионам присоединяется дублет Хиггса. Когда он запускает своего вакуумного математического ожидания, он передает это >нарушение кваркам и лептонам, сообщая им наблюдаемые массы. (В общем, фермионы с электрослабым собственным состоянием не являются массовыми собственными состояниями, поэтому этот процесс также индуцирует матрицы смешения, наблюдаемые при слабых взаимодействиях с заряженным током.)

В цветном стиле что-то еще должно генерировать массу кварков и лептонов. Единственная естественная возможность, позволяющая избежать введения элементарных скаляров, - это увеличить G TC, чтобы технифермионы могли соединяться с кварками и лептонами. Эта связь индуцируется калибровочными бозонами расширенной группы. Таким образом, картина такова, что существует большая калибровочная группа «расширенного техниколора» (ETC) G ETC ⊃ G TC, в которой технифермионы, кварки и лептоны живут в одном представлении. На одном или нескольких больших масштабах Λ ETC, G ETC распадается на G TC, а кварки и лептоны возникают как TC-синглетные фермионы. Когда α TC (μ) становится сильным в масштабе Λ TC ≈ F EW, фермионный конденсат $⟨T ¯ T⟩ TC ≈ 4 π F EW 3 {\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {TC}} \ приблизительно 4 \ pi F _ {\ text {EW}} ^ {3}}$ ${\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {TC}} \ приблизительно 4 \ pi F _ {\ text {EW}} ^ {3}}$ форм. (Конденсат - это ожидаемое значение вакуума технифермиона билинейного $T ¯ T {\ displaystyle {\ bar {T}} T}$ ${\ bar {T}} T$ . Оценка основывается на наивном размереный анализ кваркового конденсата в КХД, как ожидается, будет правильным по порядку величины.) Затем переходы $q L (или ℓ L) → TL → TR → q R (или ℓ R) {\ displaystyle q _ {\ text {L}} (\ mathrm {или} \, \, \ ell _ {\ text {L}}) \ rightarrow T _ {\ text {L}} \ rightarrow T _ {\ text {R}} \ rightarrow q _ {\ text {R}} \, (\ mathrm {or} \, \, \ ell _ {\ text {R}})}$ ${\ displaystyle q _ {\ text {L}} (\ mathrm {or} \, \, \ ell _ {\ text {L}}) \ rightarrow T _ {\ text {L}} \ rightarrow T _ {\ text {R}} \ rightarrow q _ {\ text {R}} \, (\ mathrm {или} \, \, \ ell _ {\ текст { R}})}$ может проходить через динамическую массу за счет излучения и реабсорбции бозонов ETC, массы которых M ETC ≈ g ETC Λ ETC намного больше, чем Λ TC. Кварки и лептоны развивают массу, равные

$(2) mq, (M ETC) ≈ g ETC 2 ⟨T ¯ T⟩ ETC M ETC 2 ≈ 4 π F EW 3 Λ ETC 2. {\ displaystyle (2) \ qquad m_ {q, \ ell} (M _ {\ text {ETC}}) \ приблизительно {\ frac {g _ {\ text {ETC}} ^ {2} \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}} {M _ {\ text {ETC}} ^ {2}}} \ приблизительно {\ frac {4 \ pi F _ {\ text {EW}} ^ {3}} {\ Лямбда _ {\ text {ETC}} ^ {2}}} \,.}$ ${\ displaystyle (2) \ qquad m_ {q, \ ell} (M _ {\ text {ETC}}) \ приблизительно {\ frac {g _ {\ text {ETC}} ^ {2} \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}} {M _ {\ text {ETC}} ^ {2}}} \ приблизительно {\ frac {4 \ pi F _ {\ text {EW}} ^ {3}} {\ Lambda _ {\ текст {ETC}} ^ {2}}} \,.}$

Здесь $⟨T ¯ T⟩ ETC {\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}}$ ${\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}}$ - технифермионный конденсат, перенормированный в масштабе масс бозона ETC,

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

где γ m (μ) - аномальная размерность технифермиона билинейного $T ¯ T {\ displaystyle {\ bar {T}} T}$ ${\ bar {T}} T$ в масштабе μ. Вторая оценка в формуле. (2) зависит от предположения, что, как это происходит в КХД, α TC (μ) становится слабым не намного выше Λ TC, так что аномальная размерность γ m из $T ¯ T {\ displaystyle {\ bar {T}} T}$ ${\ bar {T}} T$ там мало. Расширенный техниколор представлен в 1979 году Димопулосом и Сасскиндом, а также Эйхтеном и Лейном. Для кварка с массой m q ≈ 1 ГэВ и с Λ TC ≈ 246 ГэВ можно оценить Λ ETC ≈ 15 ТэВ. Таким образом, если предположить, что $g ETC 2 ≳ 1 {\ displaystyle g _ {\ text {ETC}} ^ {2} \ gtrsim 1}$ ${\ displaystyle g _ {\ text {ETC}} ^ {2} \ gtrsim 1}$ , M ETC будет не менее это большое.

В дополнение к предложению ETC о массах кварков и лептонов Эйхтен и Лейн заметили, что размер представлений ETC, необходимых для генерации всех масс кварков и лептонов, предполагает, что будет более одного электрослабого дублета технифермионов. Если это так, будет больше (спонтанно нарушенных) киральных симметрий и, следовательно, больше голдстоуновских бозонов, чем съедает механизм Хиггса. Они приобретают массу факта, дополнительные киральные симметрии также нарушаются стандартные модели и взаимодействия ETC. Эти «псевдоголдстоуновские бозоны» называются технипионами, π T. Применение теоремы Дашена дает для ETC вклад в их массу

$(4) F EW 2 M π T 2 ≈ g ETC 2 ⟨T ¯ TT ¯ T⟩ ETC M ETC 2 ≈ 16 π 2 FEW 6 Λ ETC 2. {\ displaystyle (4) \ qquad F _ {\ text {EW}} ^ {2} M _ {\ pi T} ^ {2} \ приблизительно {\ frac {g _ {\ text {ETC}} ^ {2 } \ langle {\ bar {T}} T {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}} {M _ {\ text {ETC}} ^ {2}}} \ приблизительно {\ frac {16 \ pi ^ {2} F_ {EW} ^ {6}} {\ Lambda _ {\ text {ETC}} ^ {2}}} \,.}$ ${\ displaystyle (4) \ qquad F _ {\ text {EW}} ^ {2} M _ {\ pi T} ^ { 2} \ приблизительно {\ frac {g _ {\ text {ETC}} ^ {2} \ langle {\ bar {T}} T {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}} {M _ {\ text {ETC}} ^ {2}}} \ приблизительно {\ frac {16 \ pi ^ {2} F_ {EW} ^ {6}} {\ Lambda _ {\ text {ETC}} ^ {2}}} \,.}$

Второе приближение в уравнении. (4) предполагает, что $⟨T ¯ TT ¯ T⟩ ETC ≈ ⟨T ¯ T⟩ ETC 2 {\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T {\ bar {T}} T \ rangle _ { ETC} \ приблизительно \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {ETC} ^ {2}}$ ${\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T {\ bar {T}} T \ rangle _ {ETC} \ приблизительно \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {ETC} ^ {2}}$ . Для F EW ≈ Λ TC ≈ 246 ГэВ и Λ ETC ≈ 15 ТэВ этот вклад в M πT составляет около 50 ГэВ. Время проведения внеземных цивилизаций порождают $m q, ℓ {\ displaystyle m_ {q, \ ell}}$ $m_ {q, \ ell}$ и связи технипионов с парами кварков и лептонов, можно ожидать, что будут связи подобны Хиггсу; т.е. примерно пропорциональна массам кварков и лептонов. Это означает, что технипионы будут преимущественно распадаться до самого тяжелого из преступников $q ¯ q {\ displaystyle {\ bar {q}} q}$ ${\ bar {q}} q$ и $ℓ ¯ ℓ {\ displaystyle {\ bar {\ ell}} \ ell}$ ${\ bar {\ ell}} \ ell$ пар.

Возможно, наиболее важным ограничением в структуре ETC для генерации кварковой массы, что взаимодействие ETC может вызвать нейтрального тока с изменением аромата, такие как μ → e + γ, K L → μ + e и $| Δ ⁡ S | = 2 и | Δ ⁡ B ′ | Знак равно 2 {\ displaystyle \ left | \, \ OperatorName {\ Delta} S \, \ right | = 2 {\ text {and}} \ left | \, \ OperatorName {\ Delta} B '\, \ right | = 2}$ $\left|\,\operatorname {\Delta } S\,\right|=2{\text{ and }}\left|\,\operatorname {\Delta } B'\,\right|=2$ взаимодействия, вызывающие $K 0 ↔ K ¯ 0 {\ displaystyle {\ text {K}} ^ {0} \ leftrightarrow {\ bar {\ text {K}}} ^ { 0}}$ ${\ displaystyle {\ text {K}} ^ {0} \ leftrightarrow {\ bar {\ text {K}}} ^ {0}}$ и $B 0 ↔ B ¯ 0 {\ displaystyle {\ text {B}} ^ {0} \ leftrightarrow {\ bar {\ text {B}}} ^ {0} }$ ${\ displaystyle {\ text {B}} ^ {0} \ leftrightarrow {\ bar {\ текст {B}}} ^ {0}}$ смешивание. Причина в том, что алгебра токов внеземных цивилизаций, участвующих в $mq, ℓ {\ displaystyle m_ {q, \ ell}}$ $m_ {q, \ ell}$ генерации, подразумевает $q ¯ q ′ {\ displaystyle {\ бар {q}} q ^ {\ prime}}$ ${\ bar {q}} q ^ {\ prime}$ и $ℓ ¯ ℓ ′ {\ displaystyle {\ bar {\ ell}} \ ell ^ {\ prime}}$ ${\ bar {\ ell}} \ ell ^ {\ prime}$ Токи ETC, записанные в собственных условиях фермионных масс, не имеют причин для сохранения аромата. Самым сильным ограничением является требование, чтобы вызвать взаимодействие ETC, опосредующие $K ↔ K ¯ {\ displaystyle {\ text {K}} \ leftrightarrow {\ bar {\ text {K}}}}$ ${\ displaystyle {\ text { K}} \ leftrightarrow {\ bar {\ text {K}}}}$ , вносили меньший вклад чем стандартная модель. Это подразумевает эффективное Λ ETC более 1000 ТэВ. Фактическое значение Λ ETC может быть несколько уменьшено, если присутствуют коэффициенты угла смешивания, подобных CKM. Если эти взаимодействия являются CP-нарушающими, а они вполне могут быть, ограничение ε-параметра состоит в том, что эффективное Λ ETC>10 ТэВ. Такие огромные масштабы массы ETC подразумевают крошечные массы кварков и лептонов и вклады ETC в M πT, составляющие самое большее несколько ГэВ, в противоречие с поиском LEP для π T на Z.

Расширенный технический цвет - очень амбициозное предложение, требующее, чтобы массы кварков и лептонов и углы смешивания возникали из экспериментально доступных взаимодействий. Если существует успешная модель, она не только предсказывала бы массы и смеси кварков и лептонов (и технипионов), но и объясняла бы, почему существует три семейства каждого: именно они соответствуют представлениям внеземных цивилизаций q, $ℓ {\ displaystyle \ ell}$ $\ ell$ и T. Неудивительно, что построение успешной модели оказалось очень трудным.

Цветной ход

Поскольку массы кварков и лептонов пропорциональны билинейному технифермиону конденсат,раздел на квадратные шкалы масс ETC, их крошечных значений можно избежать, если конденсат усилена по сравнению с оценкой слабого α TC в уравнении. (2), $⟨T ¯ T⟩ ETC ≈ ⟨T ¯ T⟩ TC ≈ 4 π F EW 3 {\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}} \ приблизительно \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {TC}} \ приблизительно 4 \ pi F _ {\ text {EW}} ^ {3}}$ ${\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}} \ приблизительно \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {TC}} \ приблизительно 4 \ pi F _ {\ text {EW}} ^ {3}}$ .

В 1980-х годах нескольких динамических механизмы были продвинутый, чтобы сделать это. В 1981 году Холдом предположил, что если α TC (μ) эволюционирует в нетривиальную фиксированную точку в ультрафиолете, с большой положительной аномальной размерностью γmдля $T ¯ T {\ displaystyle {\ bar {T}} T}$ ${\ bar {T}} T$ , реалистичные массы кварков и лептонов могут вызвать с Λ ETC, достаточно сильно, чтобы подавить вызванные ETC $K ↔ K ¯ {\ displaystyle K \ leftrightarrow {\ bar {K}}}$ ${\ displaystyle K \ leftrightarrow {\ bar {K}}}$ смешивание. Однако не было построено одного примера нетривиальной ультрафиолетовой фиксированной точки в четырехмерной калибровочной теории. В 1985 году Холдом проанализировал теорию ярких цветов, в которой предполагалось «медленно меняющееся» α TC (μ). Его внимание было сосредоточено на разделении шкал кирального разрушения и удержания, но он также отметил, что такая теория может улучшить $⟨T ¯ T⟩ ETC {\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}}$ ${\ displaystyle \ langle {\ bar {T}} T \ rangle _ {\ text {ETC}}}$ и, таким образом, позволяет поднять шкалу ETC. В 1986 году Акиба и Янагида также рассматривали возможность увеличения масс кварков и лептонов, просто предположив, что α TC является постоянным и сильным вплоть до шкалы ETC. В том же году Ямаваки, Бандо и Матумото снова представили ультрафиолетовую фиксированную точку в не- асимптотически свободную теории, чтобы усилить технифермионный конденсат.

В 1986 году Аппельквист, Карабали и Виджевардхана увеличить массу фермионов в асимптотически свободной теории цвета с медленной бегущей или «идущей» калибровочной связью. Медлительность возникла из-за эффекта экранирования большого числа технифермионов, анализ проводился с помощью двухпетлевой оценки возмущений. В 1987 году Аппельквист и Виджевардхана исследовали этот сценарий ходьбы. Они взяли анализ до трех петель, отметили, что ходьба может привести к усилению по степенному технифермионного конденсата, и оценили результирующие массы кварков, лептонов и технипионов. Увеличение конденсата возникает из-за того, что соответствующая масса технифермиона уменьшается медленно, примерно линейно, как функция его масштаба перенормировки. Это соответствует аномальному размеру конденсата γ m в уравнении. (3) приближение к единице (см. Ниже).

В 1990-х годах более четко прохождение идеи, что ходьба естественным образом описывается асимптотически свободными калибровочными теориями, в которых преобладает в инфракрасном диапазоне приближенная фиксированная точка. В отличие от умозрительного предложения ультрафиолетовых фиксированных точек, фиксированных точек в инфракрасном диапазоне, как известно, существуют в асимптотически свободных теориях, различаются в двух петлях в бета-функциях при условии, что количество фермионов N f достаточно велико. Это было известно с момента двухпетлевого вычисления в 1974 году Касвеллом. Если N f близко к значению $N ^ f {\ displaystyle {\ hat {N}} _ {\ text {f}}}$ ${\ displaystyle {\ hat {N}} _ { \ text {f}}}$ , при котором асимптотическая свобода потеряна, результирующая инфракрасная фиксированная точка является слабой, параметрического порядка $N ^ f - N f {\ displaystyle {\ hat {N}} _ {\ text {f}} - N _ {\ text {f}}}$ ${\ displaystyle {\ hat {N}} _ {\ text {f}} - N _ {\ text {f}}}$ , и надежно в теории возмущений. Этот предел слабой связи был исследован Бэнксом и Заком в 1982 году.

Связь с фиксированной точкой α IR становится сильнее по мере уменьшения N f с $N ^ f {\ displaystyle {\ hat {N}} _ { \ text {f}}}$ ${\ displaystyle {\ hat {N}} _ { \ text {f}}}$ . Ниже некоторого критического значения N fc связь становится достаточно сильной (>α χ SB), чтобы спонтанно нарушить киральную симметрию безмассовых технифермионов. Временный анализ, как правило, должен выходить за рамки двухконтурной возмущений, определение подвижной связи α TC (μ), ее значение фиксированной точки α IR и сила α χ SB, необходимо для нарушения киральной симметрии, зависит от выбранной схемы перенормировки. Для $0 < α IR − α χ SB α IR ≪ 1 {\displaystyle 0<{\frac {\alpha _{\text{IR}}-\alpha _{\chi {\text{SB}}}}{\alpha _{\text{IR}}}}\ll 1}$ ${\ displaystyle 0 <{\ frac {\ alpha _ {\ text {IR}} - \ alpha _ {\ chi {\ text {SB}}}} {\ alpha _ {\ text {IR}}}} \ ll 1}$ ; т.е. для N f чуть ниже N fc, эволюция α TC (μ) определяется фиксированной инфракрасной точкой и он будет медленно развиваться (ходить) в диапазоне импульсов, превышающих масштаб разрушения Λ ТК. Чтобы преодолеть $METC 2 {\ displaystyle M_ {ETC} ^ {2}}$ $M_ {ETC} ^ { 2}$ -подавление масс кварков первого и второго поколений, участвующих в $K ↔ K ¯ {\ displaystyle K \ leftrightarrow { \ bar {K}}}$ ${\ displaystyle K \ leftrightarrow {\ bar {K}}}$ смешивание, этот диапазон простираться почти до их шкалы ETC, $O (10 3 ТэВ) {\ displaystyle {\ mathcal {O}} (10 ^ {3} {\ hbox {ТэВ}})}$ ${\ mathcal {O}} (10 ^ {3} {\ hbox {ТэВ}})$ . Коэн и Джорджи утверждали, что γ m = 1 является сигналом спонтанного нарушения киральной симметрии, т. Е. Что γ m(αχ SB) = 1. Следовательно, при ходьбе-α Область TC, γ m ≈ 1 и из формул. (2) и (3), массы легких кварков увеличиваются приблизительно на $M ETC Λ TC {\ displaystyle {\ frac {M _ {\ text {ETC}}} {\ Lambda _ {\ text {TC}}} }}$ ${\ displaystyle {\ frac {M _ {\ text {ETC}}} {\ Lambda _ {\ text {TC}}}}}$ .

Была предложена о том, что α TC (μ) ходит идея в большом диапазоне импульсов, когда α IR лежит чуть выше α χ SB. пользователя Лейн и Рамана. Они составили явную модель, обсудили последовавшую прогулку и использовали ее в своем обсуждении феноменологии хождения по цвету на адронных коллайдерах. Эта идея была подробно развита Аппельквистом, Тернингом и Виджевардханой. Комбинируя пертурбативное вычисление инфракрасной фиксированной точки с приближением α χ SB на основе уравнения Швингера - Дайсона, они оценили критическое значение N fc и исследовал результирующую лабую физику. Ожидаемые преобладание в инфракрасном диапазоне приблизительной фиксированной точки. Были исследованы различные модели, некоторые с технифермионами в фундаментальном представлении калибровочной группы, а некоторые с использованием более высоких представлений.

Возможность того, что разноцветный конденсат может быть усилен сверх того, что обсуждается в литературе о ходьбе, также недавно рассматриваемая Льюти и Окуи под названием «конформный техниколор». Они предполагают инфракрасную стабильную фиксированную точку, но с очень большим аномальным размером для оператора $T ¯ T {\ displaystyle {\ bar {T}} T}$ ${\ bar {T}} T$ . Еще неизвестно, может ли это быть реализовано, например, в классе теорий, в настоящее время исследуются с использованием решеточных методов.

Масса топ-кварка

Усиление, указанное выше для шагающего техниколора, может быть недостаточным для получения измеренной массы топ-кварка, даже для шкалы ETC всего несколько ТэВ. Однако эта проблема может быть решена, если эффективное взаимодействие четырех технифермионов, обеспечивающее в результате калибровочных бозонами внеземных цивилизаций, является сильным и настроено чуть выше критического значения. Анализ этой возможности сильного внеземных цивилизаций является анализом модели Намбу - Йона - Лазинио с дополнительным (разноцветным) калибровочным взаимодействием. Массы технифермионов малы по сравнению с масштабом ETC (отсечка по эффективной теории), но почти постоянны в этом масштабе, что приводит к большой массе топ-кварка. Полностью реалистичная теория внеземных цивилизаций для всех масс кварков, основанная на этих идеях, еще не бюджет. Связанное с этим исследованием было проведено Мирански и Ямаваки. Проблема с этим подходом заключается в том, что он включает в себя некоторую степень настройки настройки тонкой настройки, что противоречит руководящему принципу естественности technicolor.

Большая часть связанных работ, в которых Хиггс представляет собой составное состояние, состоящее из топ-кварков и анти-топ-кварков, - это конденсат топ-кварков, topcolor и модели technicolor с верхним цветом, в которых новые сильные кварки приписываются топ-кварку и другим фермионам третьего поколения.

Техника на решетке

Калибровочная теория решетки - это непертурбативный метод, применимый к сильно взаимодействующим теориям разноцветных цветов, позволяющий из первых принципов исследовать ходьбу и конформную динамику. В 2007 году Каттералл и Саннино использовали решеточную калибровочную теорию для изучения калибровочных теорий SU (2) с двумя разновидностями фермионов Дирака в симметричном представлении, найдя доказательства конформности, подтвержденные последующими исследованиями.

По состоянию на 2010 год., ситуация для калибровочной теории SU (3) с фермионами в фундаментальном представлении не столь однозначна. В 2007 году Аппельквист, Флеминг и Нил представили доказательства того, что нетривиальная инфракрасная фиксированная точка возникает в таких теориях, когда существует двенадцать ароматов, но не когда их восемь. В то время как некоторые последующие исследования подтвердили эти результаты, другие сообщили о различных используемых методах, и пока нет консенсуса.

Дальнейшие исследования решеток, посвященные этим вопросам, а также последствиям этих теорий для прецизионные электрослабые измерения используются исследовательскими группами.

Феноменология Technicolor

Любая физическая структура, выходящая за рамки Стандартной модели, должна соответствовать прецизионным измерениям электрослабых параметров. Его последствия для физики используют и будущих адронных коллайдеров высоких энергий, а также для темной материи Вселенной также должны быть исследованы.

Прецизионные электрослабые испытания

В 1990 году Пескин и Такеучи ввелиенологические параметры S, T и U для количественной оценки вкладов в электрослабые радиационные поправки из физики за пределами Стандартной модели. Они имеют простую связь с электрослабого кирального лагранжиана. Анализ Пескина - Такеучи был основан на общем формализме для слабых радиационных поправок, разработанном Кеннеди, Линном, Пескином и Стюартом, и также существуют альтернативные формулировки.

S, T и U-параметры описывают поправки к пропагаторам электрослабых калибровочных бозонов из физики за пределами Стандартной модели. Их можно использовать в терминах поляризационных функций электрослабых токов и их спектрального записать следующим образом:

$(5) S = 16 π ddq 2 [Π 33 new (q 2) - Π 3 Q new (q 2)] q 2 = 0 = 4 π ∫ дм 2 м 4 [σ V 3 (м 2) - σ A 3 (м 2)] новый; (6) T = 16 π MZ 2 sin 2 ⁡ 2 θ W [Π 11 новый (0) - 33 новый (0)] = 4 π MZ 2 sin 2 ⁡ 2 θ W ∫ 0 ∞ dm 2 m 2 [σ V 1 (м 2) + σ A 1 (м 2) - σ V 3 (м 2) - σ A 3 (м 2)] новый, {\ displaystyle {\ begin {align} (5) \ qquad S = 16 \ pi {\ frac {d} {dq ^ {2}}} \ left [\ Pi _ {33} ^ {\ mathbf {new}} (q ^ {2}) - \ Pi _ {3Q} ^ { \ mathbf {новый}} (q ^ {2}) \ right] _ {q ^ {2} = 0} \\ = 4 \ pi \ int {\ frac {dm ^ {2}} {m ^ {4 }}} \ left [\ sigma _ {V} ^ {3} (m ^ {2}) - \ sigma _ {A} ^ {3} (m ^ {2}) \ right] ^ {\ mathbf {новое }}; \\\\ (6) \ qquad T = {\ frac {16 \ pi} {M_ {Z} ^ {2} \ sin ^ {2} 2 \ theta _ {W}}} \; \ left [\ Pi _ {11} ^ {\ mathbf {new}} (0) - \ Pi _ {33} ^ {\ mathbf {new}} (0) \ right] \\ = {\ frac {4 \ pi} {M_ {Z} ^ {2} \ sin ^ {2} 2 \ theta _ {W}}} \ int _ {0} ^ {\ infty} {\ frac {dm ^ {2}} {m ^ {2}}} \ left [\ sigma _ {V} ^ {1} (m ^ {2}) + \ sigma _ {A} ^ {1} (m ^ {2}) - \ sigma _ {V } ^ {3} (m ^ {2}) - \ sigma _ {A} ^ {3} (m ^ {2}) \ right] ^ {\ mathbf {new}}, \ end {align}}}$ ${\ displaystyle {\ begin {align} (5) \ qquad S = 16 \ pi {\ frac {d} {dq ^ {2}}} \ left [\ Pi _ {33} ^ {\ mathbf {new}} (q ^ {2}) - \ Pi _ {3Q} ^ {\ mathbf {new}} (q ^ {2}) \ right] _ { q ^ {2} = 0} \\ = 4 \ pi \ int {\ frac {dm ^ {2}} {m ^ {4}}} \ left [\ sigma _ {V} ^ {3} (m ^ {2}) - \ sigma _ {A} ^ {3} (m ^ {2}) \ right] ^ {\ mathbf {new}}; \\\\ (6) \ qquad T = {\ frac {16 \ pi} {M_ {Z} ^ {2} \ sin ^ {2} 2 \ theta _ {W}}} \; \ left [\ Pi _ {11} ^ {\ mathbf {new}} (0) - \ Pi _ {33} ^ {\ mathbf {new}} (0) \ right] \\ = {\ frac {4 \ pi} {M_ {Z} ^ {2} \ sin ^ {2} 2 \ theta _ {W}}} \ int _ {0} ^ {\ infty} {\ frac {dm ^ {2}} {m ^ {2}}} \ left [\ sigma _ {V} ^ {1} (m ^ {2}) + \ sigma _ {A} ^ {1} (m ^ {2}) - \ sigma _ {V } ^ {3} (m ^ {2}) - \ sigma _ {A} ^ {3} (m ^ {2}) \ right] ^ {\ mathbf {new}}, \ end {align}}}$

где включена только новая физика, выходящая за рамки стандартных моделей. Величины рассчитываются относительно минимальной Стандартной модели с некоторой выбранной эталонной массой бозона Хиггса, взятой в диапазоне от экспериментальной нижней границы 117 ГэВ до 1000 ГэВ, где его ширина становится очень большой. Чтобы эти параметры описывали Стандартные доминирующие поправки к модели, масштаб новой физики должен быть намного больше, чем M W и M Z, а связь кварки и лептоны для новых частиц должны быть подавлены относительно их связи с калибровочными бозонами. Так обстоит дело с техниколором, пока самые легкие технивекторные мезоны, ρ T и a T, тяжелее 200–300 ГэВ. S-параметр чувствителен ко всей новой физике в масштабе ТэВ, в то время как T является мерой эффектов нарушения слабого изоспина. Параметр U обычно бесполезен; большинство теорий новой физики, в том числе теории цветных технологий, вносят в нее незначительный вклад.

S- и T-параметры определяются путем глобального соответствия экспериментальным данным, включая данные Z-полюса из LEP в CERN, измерения топ-кварка и W-массы в Фермилаб и измеренные уровни нарушения атомной четности. Полученные границы этих параметров приведены в Обзоре свойств частиц. Предполагая, что U = 0, параметры S и T малы и фактически соответствуют нулю:

$(7) S = - 0,04 ± 0,09 (- 0,07), T = 0,02 ± 0,09 (+ 0,09), {\ displaystyle (7) \ qquad {\ begin {align} S = - 0,04 \ pm 0,09 \, (- 0,07), \\ T = 0,02 \ pm 0,09 \, (+ 0,09), \ end {align}}}$ $(7) \ qquad {\ begin { выровнено} S = - 0,04 \ pm 0,09 \, (- 0,07), \\ T = 0,02 \ pm 0,09 \, (+ 0,09), \ end {выровнено} }$

где центральное значение соответствует массе Хиггса 117 ГэВ, а поправка к центральному значению при увеличении массы Хиггса до 300 ГэВ дана в скобках. Эти значения накладывают жесткие ограничения на теории, выходящие за рамки стандартных моделей, когда соответствующие поправки могут быть надежно рассчитаны.

Параметр S, оцененный в QCD -подобных теориях техниколора, значительно превышает экспериментально допустимое значение. Расчет был выполнен в предположении, что в спектральном интеграле для S преобладают самые легкие резонансы ρ T и T, или путем масштабирования эффективных лагранжевых параметров из КХД. Однако в «ходячем цвете» физика в масштабе ТэВ и выше должна сильно отличаться от физики теорий, подобных КХД. В частности, в векторных и аксиально-векторных спектральных функциях не могут доминировать только самые нижние резонансы. Неизвестно, вкладывается ли более высокая энергия в $σ V, A 3 {\ displaystyle \ sigma _ {\ text {V, A}} ^ {3}}$ ${\ displaystyle \ sigma _ {\ text {V, A}} ^ {3}}$ - это башня идентифицируемых состояний ρ T и T или плавный континуум. Было высказано предположение, что партнеры ρ T и a T могут быть более близкими к вырождению в теориях ходьбы (приблизительное удвоение четности), уменьшая их вклад в S. Lattice ведутся вычисления или планируются для проверки этих идей и получения надежных оценок S в блуждающих теориях.

Ограничение на T-параметр создает возможность для генерации массы топ-опция в ETC. Улучшение от ходьбы может вызвать соответствующее увеличение ETC величиной в нескольких ТэВ, но - поскольку ETC должно иметь сильное нарушение изоспина, чтобы учесть большое расщепление массы сверху и снизу - вклад в параметр T, а также скорость распада $Z 0 → б ¯ b {\ displaystyle \ mathrm {Z ^ {0} \ rightarrow {\ bar {b}} b}}$ ${\ displaystyle \ mathrm {Z ^ {0} \ rightarrow {\ bar {b}} b}}$ , тоже может быть большой.

Феноменология адронного коллайдера

Ранние исследования обычно предполагали существование только одного электрослабого дублету каждого технифермионов или одного семейства техни, включающего по одному дублету каждого из цветных триплетных техникварков. цветосинглетные технилептоны (всего четыре электрослабых дублета). Число N D электрослабых дублетов определяет константу распада F, требуемое для получения правильной электрослабой шкалы, поскольку F = ⁄ √ND= ⁄ √ND. В минимальной модели с одним дублетом три бозона Голдстоуна (технипионы, π T) имеют постоянную распада F = F EW = 246 ГэВ и съедаются электрослабые калибровочные бозоны. Наиболее доступный сигнал коллайдера - это образование посредством $q ¯ q {\ displaystyle {\ bar {q}} q}$ ${\ bar {q}} q$ аннигиляции в адронном коллайдере со спином один $ρ T ±, 0 {\ displaystyle \ mathrm {\ rho} _ {\ text {T}} ^ {\ pm, 0}}$ ${\ displaystyle \ mathrm {\ rho} _ {\ text {T}} ^ {\ pm, 0}}$ , и их последующий распад на пару продольно поляризованных слабых бозонов, $W LP ± Z LP 0 { \ displaystyle \ mathrm {W} _ {\ text {LP}} ^ {\ pm} \ mathrm {Z} _ {\ text {LP}} ^ {0}}$ ${\ displaystyle \ mathrm {W} _ {\ text {LP}} ^ {\ pm} \ mathrm {Z} _ {\ text {LP}} ^ {0}}$ и $W LP + W LP - {\ displaystyle \ mathrm {W} _ {\ text {LP}} ^ {+} \ mathrm {W} _ {\ text {LP}} ^ {-}}$ ${\ displaystyle \ mathrm {W} _ {\ text {LP}} ^ {+} \ mathrm {W} _ {\ text {LP}} ^ {-}}$ . При ожидаемой массе 1,5–2,0 ТэВ и ширине 300–400 ГэВ такие значения ρ T было бы трудно построить на LHC. Модель с одним семейством имеет большое количество физических методов, с F = ⁄ √4 = 123 ГэВ. Имеется набор цвет-синглетных и октетных технивекторов соответственно меньшей массой, распадающихся на пары технипионов. Ожидается, что π T будут распадаться на самые тяжелые пары кварков и лептонов. Несмотря на их меньшие массы, ρ T шире, чем в минимальной модели, и предпосылки для распадов π T, вероятно, будут непреодолимыми на адронном коллайдере.

Эта картина изменилась с появлением пешеходной техники. Связь с шагающим датчиком возникает, если α χ SB лежит чуть ниже значений фиксированной точки IR α IR, что требует любого большого количества электрослабых дублетов в фундаментальном представлении калибровочной группы, например, или нескольких дублетов в многомерных представлений ТК. В последнем случае представления на представлении ETC обычно подразумевают и другие технифермионы в фундаментальном представлении. В любом случае существуют технипы π T с константой распада $F ≪ F E W {\ displaystyle F \ ll F_ {EW}}$ $F \ ll F_ {EW}$ . Это подразумевает $Λ TC ≪ FEW {\ displaystyle \ Lambda _ {TC} \ ll F_ {EW}}$ $\ Lambda _ {TC} \ ll F_ {EW}$ , так что самые легкие технивекторы, доступные на LHC - ρ T, ω T, a T (с IJ = 1 1, 0 1, 1 1) - имеют массы значительно ниже ТэВ. Класс теорий со многими технифермионами и, следовательно, $F ≪ FEW {\ displaystyle F \ ll F_ {EW}}$ $F \ ll F_ {EW}$ называется низкомасштабным техниколором.

Второе следствие ходьбы technicolor касается распада техниадронов со спином один. Масса технипиона $M π T 2 ∝ ⟨T ¯ TT ¯ T⟩ METC {\ displaystyle M _ {\ pi _ {T}} ^ {2} \ propto \ langle {\ bar {T}} T {\ bar {T}} T \ rangle _ {M_ {ETC}}}$ $M_ {\ pi _ {T}} ^ {2} \ propto \ lang le {\ bar {T}} T {\ bar {T}} T \ rangle _ {M_ {ETC}}$ (см. Уравнение (4)), ходьба усиливает их намного больше, чем другие массы технихадронов. Таким образом, очень вероятно, что самый легкий M ρT< 2MπTи два и три канала распада π T световых технивекторов закрыты. Это также означает, что эти технивекторы очень узкие. Их наиболее вероятные двухчастичные каналы: $WL ±, 0 π T {\ displaystyle \ mathrm {W} _ {\ mathrm {L}} ^ {\ pm, 0} \ mathrm {\ pi} _ {T}}$ ${\ displaystyle \ mathrm {W} _ {\ mathrm {L}} ^ {\ pm, 0} \ mathrm {\ pi} _ {T}}$ , W LWL, γπ T и γ W L. Связь самых легких технивекторов с W L пропорциональна ⁄ FEW. Таким образом, все их скорости распада подавляются степенями $[FFEW] 2 ≪ 1 {\ displaystyle \ left [{\ frac {F} {F_ {EW}}} \ right] ^ {2} \ ll 1}$ ${\ displaystyle \ left [{\ frac {F} {F_ {EW}} } \ right] ^ {2} \ ll 1}$ или постоянная тонкой структуры, дающая общую ширину от нескольких ГэВ (для ρ T) до нескольких десятых ГэВ (для ω T и Т).

Более спекулятивное следствие разноцветной ходьбы мотивируется рассмотрением его вклада в S-параметрах. Как упоминалось выше, обычные допущения, сделанные для оценки S TC, неверны в теории ходьбы. В частности, в спектральных интегралах, используемых для оценки S TC, не могут доминировать только самые нижние значения ρ T и a T, и, если S ТК должны быть небольшими, массы и слаботочные связи ρ Т и Т могут быть более близкими, чем в КХД.

Мелкомасштабная технико-цветная феноменология, включая возможность более удвоенного по четности, развита в наборе правил и амплитуд распада. Объявление в апреле 2011 г. об избытке пар струй, испытывающих в связи с W-бозоном, измеренным на Теватроне, было интерпретировано Эйхтеном, Лейном и Мартином как возможный сигнал технипиона низкомасштабного техниколора. 167>

Общая схема низкомасштабного техниколора не имеет смысла, если предел для $M ρ T {\ displaystyle M _ {\ rho _ {T}}}$ $M _ {\ rho _ {T}}$ будет превышен примерно 700 ГэВ. БАК должен уметь его строительство или исключить. Поиски там, включающие распады на технипионы, а также на джеты тяжелых кварков, затруднены из-за происхождения $t ¯ t {\ displaystyle {\ bar {t}} t}$ ${\ bar {t}} t$ ; его скорость в 100 раз больше, чем на Тэватроне. Следовательно, открытие низкомасштабного техниколора на LHC основывается на полностью лептонных каналах конечного состояния с благоприятным использованием сигнал / фон: $ρ T ± → WL ± ZL 0 {\ displaystyle \ rho _ {T} ^ {\ pm} \ rightarrow W_ { L} ^ {\ pm} Z_ {L} ^ {0}}$ $\ rho _ {T} ^ {\ pm} \ rightarrow W_ {L} ^ {\ pm} Z_ {L} ^ {0}$ , $a T ± → γ WL ± {\ displaystyle a_ {T} ^ {\ pm} \ rightarrow \ гамма W_ {L} ^ {\ pm }}$ $a_ {T} ^ {\ pm} \ rightarrow \ gamma W_ {L} ^ {\ pm}$ и $ω T → γ ZL 0 {\ displaystyle \ omega _ {T} \ rightarrow \ gamma Z_ {L} ^ {0}}$ $\ omega _ {T} \ rightarrow \ gamma Z_ {L} ^ {0}$ .

Темная материя

Теории разноцветных цветов естественно содержат кандидатов на темную материю. Почти наверняка могут быть построены модели, в которых нижележащий технибарион, связанное технифермионами состояние технифермионов с разноцветным синглетом, достаточно стабилен, чтобы пережить эволюцию Вселенной. Если теория цветного тона низкомасштабна ( $F ≪ F E W {\ displaystyle F \ ll F_ {EW}}$ $F \ ll F_ {EW}$ ), масса бариона не должна включать 1-2 ТэВ. В противном случае он мог бы быть намного тяжелее. Технибарион должен быть электрически нейтральным и удовлетворять ограничениям на его численность. Учитывая ограничения спин-независимых сечения темной материи и нуклона из экспериментов по поиску темной материи ( $≲ 10–42 см 2 {\ displaystyle \ lesssim 10 ^ {- 42} \, \ mathrm {cm} ^ {2}}$ $\ lesssim 10 ^ {- 42} \, \ mathrm {cm} ^ {2}$ для интересующих масс), он также может быть электрослабым нейтральным (слабый изоспин T 3 = 0). Эти соображения предполагают, что «старые» кандидаты в темную материю разного цвета могут быть трудными для получения на LHC.

Другой класс кандидатов в разноцветную темную материю, достаточно светлую, был представлен Франческо Саннино и его сотрудниками. Эти состояния представляют собой псевдоголдстоуновские бозоны, обладающие глобальным зарядом, который делает их устойчивыми к распаду.

См. Также

Литература