Минимальная суперсимметричная стандартная модель

Простейшее суперсимметричное расширение Стандартной модели

Минимальная суперсимметричная стандартная модель ( MSSM ) является расширением Стандартной модели , реализующим суперсимметрию . MSSM является минимальной суперсимметричной моделью, поскольку она рассматривает только «[минимальное] количество новых состояний частиц и новых взаимодействий, согласующихся с «Реальностью». ^[1] Суперсимметрия объединяет бозоны с фермионами , поэтому каждая частица Стандартной модели имеет (еще не обнаруженного) суперпартнера. Если такие суперчастицы будут обнаружены, они могут быть кандидатами на темную материю , ^[2] и могут предоставить доказательства великого объединения или жизнеспособности теории струн . Неспособность найти доказательства MSSM с помощью Большого адронного коллайдера ^{[3] [4]} усилила склонность отказаться от нее. ^[5]

Фон

MSSM была первоначально предложена в 1981 году для стабилизации слабой шкалы, решая проблему иерархии . ^[6] Масса бозона Хиггса Стандартной модели нестабильна к квантовым поправкам, и теория предсказывает, что слабая шкала должна быть намного слабее, чем наблюдается. В MSSM бозон Хиггса имеет фермионного суперпартнера, Хиггсино , который имеет ту же массу, что и если бы суперсимметрия была точной симметрией. Поскольку массы фермионов радиационно стабильны, масса Хиггса наследует эту стабильность. Однако в MSSM необходимо более одного поля Хиггса, как описано ниже.

Единственный недвусмысленный способ заявить об открытии суперсимметрии — это создать суперчастицы в лабораторных условиях. Поскольку ожидается, что суперчастицы будут в 100–1000 раз тяжелее протона, для создания этих частиц требуется огромное количество энергии, которое может быть достигнуто только на ускорителях частиц. Теватрон активно искал доказательства создания суперсимметричных частиц до того, как был закрыт 30 сентября 2011 года. Большинство физиков считают, что суперсимметрия должна быть открыта на LHC , если она отвечает за стабилизацию слабой шкалы. Существует пять классов частиц, на которые делятся суперпартнеры Стандартной модели: скварки , глюино , чарджино , нейтралино и слептоны . Эти суперчастицы имеют свои взаимодействия и последующие распады, описанные MSSM, и каждая из них имеет характерные сигнатуры.

Пример процесса нейтрального тока, изменяющего вкус, в MSSM. Странный кварк испускает бино, превращаясь в кварк типа sdown, который затем испускает Z-бозон и поглощает бино, превращаясь в down-кварк. Если массы скварка MSSM нарушают вкус, такой процесс может произойти.

MSSM вводит R-четность для объяснения стабильности протона . Он добавляет нарушение суперсимметрии, вводя явные операторы мягкого нарушения суперсимметрии в лагранжиан, который сообщается ему некоторой неизвестной (и неопределенной) динамикой. Это означает, что в MSSM есть 120 новых параметров. Большинство этих параметров приводят к неприемлемой феноменологии, такой как большие нейтральные токи, изменяющие аромат , или большие электрические дипольные моменты для нейтрона и электрона. Чтобы избежать этих проблем, MSSM считает все мягкое нарушение суперсимметрии диагональным в пространстве ароматов, а все новые фазы нарушения CP исчезают.

Теоретические мотивы

Существуют три основных мотива в пользу МССМ по сравнению с другими теоретическими расширениями Стандартной модели, а именно:

• Естественность
• Унификация муфты калибра
• Темная Материя

Эти мотивы возникают без особых усилий, и они являются основными причинами, по которым MSSM является ведущим кандидатом на новую теорию, которая будет открыта в экспериментах на коллайдерах, таких как Тэватрон или БАК .

Естественность

Отмена квадратичной перенормировки массы бозона Хиггса между фермионной петлей топ-кварка и скалярными диаграммами Фейнмана топ-скварка в суперсимметричном расширении Стандартной модели

Первоначальной мотивацией для предложения MSSM была стабилизация массы Хиггса к радиационным поправкам, которые квадратично расходятся в Стандартной модели ( проблема иерархии ). В суперсимметричных моделях скаляры связаны с фермионами и имеют одинаковую массу. Поскольку массы фермионов логарифмически расходятся, скалярные массы наследуют одинаковую радиационную устойчивость. Ожидаемое значение вакуума Хиггса (VEV) связано с отрицательной скалярной массой в лагранжиане. Для того чтобы радиационные поправки к массе Хиггса не были значительно больше фактического значения, масса суперпартнеров Стандартной модели не должна быть значительно тяжелее VEV Хиггса — примерно 100 ГэВ. В 2012 году на LHC была обнаружена частица Хиггса , и ее масса оказалась равной 125–126 ГэВ.

Унификация калибровочно-муфтового соединения

Если суперпартнеры Стандартной модели находятся вблизи масштаба ТэВ, то измеренные калибровочные связи трех калибровочных групп объединяются при высоких энергиях. ^{[7] [8] [9]} Бета -функции для калибровочных связей MSSM задаются как

где измеряется в нормализации SU(5) — фактор ⁠ ${\displaystyle \alpha _{1}^{-1}}$3/5⁠ отличается от нормализации Стандартной модели и предсказана Джорджи–Глэшоу SU(5).

Условием объединения калибровочной связи в одном контуре является выполнение следующего выражения . ${\displaystyle {\frac {\alpha _{3}^{-1}-\alpha _{2}^{-1}}{\alpha _{2}^{-1}-\alpha _{1}^{-1}}}={\frac {b_{0\,3}-b_{0\,2}}{b_{0\,2}-b_{0\,1}}}}$

Примечательно, что это точно удовлетворяет экспериментальным ошибкам в значениях . Существуют две петлевые поправки и как пороговые поправки в масштабе ТэВ, так и в масштабе GUT , которые изменяют это условие при объединении калибровочной связи, а результаты более обширных расчетов показывают, что объединение калибровочной связи происходит с точностью до 1%, хотя это составляет около 3 стандартных отклонений от теоретических ожиданий. ${\displaystyle \alpha ^{-1}(M_{Z^{0}})}$

Это предсказание обычно рассматривается как косвенное доказательство как MSSM, так и SUSY GUT . ^[10] Объединение калибровочной связи не обязательно подразумевает великое объединение, и существуют другие механизмы для воспроизведения объединения калибровочной связи. Однако, если суперпартнеры будут найдены в ближайшем будущем, очевидный успех объединения калибровочной связи будет предполагать, что суперсимметричная теория великого объединения является многообещающим кандидатом для физики больших масштабов.

Темная материя

Если R-четность сохраняется, то самая легкая суперчастица ( LSP ) MSSM стабильна и является слабовзаимодействующей массивной частицей (WIMP) – т.е. она не имеет электромагнитных или сильных взаимодействий. Это делает LSP хорошим кандидатом на роль темной материи и попадает в категорию холодной темной материи (CDM).

Прогнозы MSSM относительно адронных коллайдеров

У Tevatron и LHC есть активные экспериментальные программы поиска суперсимметричных частиц. Поскольку обе эти машины являются адронными коллайдерами — протон-антипротон для Tevatron и протон-протон для LHC — они лучше всего ищут сильно взаимодействующие частицы. Поэтому большинство экспериментальных сигнатур включают производство скварков или глюино. Поскольку MSSM имеет R-четность, самая легкая суперсимметричная частица стабильна, и после распада скварков и глюино каждая цепочка распада будет содержать один LSP, который оставит детектор невидимым. Это приводит к общему предсказанию, что MSSM будет производить сигнал « недостающей энергии » от этих частиц, покидающих детектор.

Нейтралино

Существует четыре нейтралино , которые являются фермионами и электрически нейтральны, самый легкий из которых обычно стабилен. Обычно их обозначают
Н͂⁰
₁,
Н͂⁰
₂,
Н͂⁰
₃,
Н͂⁰
₄(хотя иногда вместо этого используется ). Эти четыре состояния являются смесями бино и нейтрального вино (которые являются нейтральными электрослабыми гавджино ), а также нейтральными хиггсино . Поскольку нейтралино являются майорановскими фермионами , каждое из них идентично своей античастице . Поскольку эти частицы взаимодействуют только со слабыми векторными бозонами, они не производятся напрямую на адронных коллайдерах в больших количествах. Они в основном появляются как частицы в каскадных распадах более тяжелых частиц, обычно происходящих из цветных суперсимметричных частиц, таких как скварки или глюино. ${\displaystyle {\tilde {\chi }}_{1}^{0},\ldots ,{\tilde {\chi }}_{4}^{0}}$

В моделях, сохраняющих R-четность, легчайший нейтралино стабилен, и все суперсимметричные каскадные распады в конечном итоге распадаются на эту частицу, которая остается невидимой для детектора, и о ее существовании можно сделать вывод, только наблюдая за несбалансированным импульсом в детекторе.

Более тяжелые нейтралино обычно распадаются через
З⁰
к более легкому нейтралино или через
Вт^±
к чарджино. Таким образом, типичный распад

Обратите внимание, что побочный продукт «Отсутствующая энергия» представляет собой массу-энергию нейтралино ( 
Н͂⁰
₁ ) и во второй строке масса-энергия пары нейтрино - антинейтрино ( 
ν
+
ν
 ) производится с лептоном и антилептоном в конечном распаде, все из которых не поддаются обнаружению в индивидуальных реакциях с использованием современных технологий. Расщепления масс между различными нейтралино будут определять, какие модели распадов разрешены.

Чаргинос

Есть два чарджино , которые являются фермионами и имеют электрический заряд. Обычно их обозначают
С͂^±
₁и
С͂^±
₂(хотя иногда и используется вместо этого). Более тяжелый чарджино может распадаться через ${\displaystyle {\tilde {\chi }}_{1}^{\pm }}$ ${\displaystyle {\tilde {\chi }}_{2}^{\pm }}$
З⁰
к более легкому чарджино. Оба могут распадаться через
Вт^±
к нейтралино.

Скваркс

Скварки являются скалярными суперпартнерами кварков, и для каждого кварка Стандартной модели существует одна версия. Из-за феноменологических ограничений, накладываемых нейтральными токами, изменяющими вкус, обычно более легкие два поколения скварков должны быть примерно одинаковы по массе и поэтому не имеют отдельных названий. Суперпартнеры верхнего и нижнего кварков могут быть отделены от более легких скварков и называются stop и sbottom .

В другом направлении может наблюдаться заметное лево-правое смешивание остановок и оснований из-за больших масс кварков-партнеров сверху и снизу: ^[11] ${\displaystyle {\tilde {t}}}$ ${\displaystyle {\tilde {b}}}$

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

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

Аналогичная история имеет место и для дна со своими параметрами и . ${\displaystyle {\tilde {b}}}$ ${\displaystyle \phi }$ ${\displaystyle \theta }$

Скварки могут быть получены посредством сильных взаимодействий и поэтому легко производятся на адронных коллайдерах. Они распадаются на кварки и нейтралино или чарджино, которые далее распадаются. В сценариях сохранения R-четности скварки производятся парами и поэтому типичный сигнал

${\displaystyle {\tilde {q}}{\tilde {\bar {q}}}\rightarrow q{\tilde {N}}_{1}^{0}{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0}\rightarrow }$2 струи + недостающая энергия

${\displaystyle {\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 струи + 2 лептона + недостающая энергия

Глюинос

Глюино — это фермионные партнеры Майораны глюона , что означает, что они являются своими собственными античастицами. Они сильно взаимодействуют и поэтому могут быть произведены в значительном количестве на LHC. Они могут распадаться только на кварк и скварк, и поэтому типичный сигнал глюино — это

${\displaystyle {\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 струи + Недостающая энергия

Поскольку глюино являются майорановскими, глюино могут распадаться либо на кварк+анти-скварк, либо на анти-кварк+скварк с равной вероятностью. Поэтому пары глюино могут распадаться на

${\displaystyle {\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 струи+ + Не хватает энергии ${\displaystyle \ell ^{+}\ell ^{+}}$

Это отличительная сигнатура, поскольку она имеет дилептоны одного знака и имеет очень мало опыта в Стандартной модели.

Слептоны

Слептоны — скалярные партнеры лептонов Стандартной модели. Они не сильно взаимодействуют и поэтому не производятся очень часто на адронных коллайдерах, если только они не очень легкие. ^{[ необходима цитата ]}

Из-за большой массы тау-лептона будет происходить лево-правое смешивание стау, подобное смешиванию стопа и sbottom (см. выше).

Слептоны обычно обнаруживаются при распаде чарджино и нейтралино, если они достаточно легкие, чтобы быть продуктом распада.

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

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

поля МССМ

Фермионы имеют бозонных суперпартнеров (называемых сфермионами), а бозоны имеют фермионных суперпартнеров (называемых бозино ). Для большинства частиц Стандартной модели удвоение очень простое. Однако для бозона Хиггса это сложнее.

Один Хиггсино (фермионный суперпартнер бозона Хиггса) привел бы к калибровочной аномалии и сделал бы теорию непоследовательной. Однако, если добавить два Хиггсино, калибровочной аномалии не будет. Самая простая теория — это теория с двумя Хиггсино и, следовательно, двумя скалярными дублетами Хиггса . Другая причина наличия двух скалярных дублетов Хиггса вместо одного — необходимость иметь связи Юкавы между Хиггсом и кварками нижнего типа и кварками верхнего типа ; эти термины отвечают за массы кварков. В Стандартной модели кварки нижнего типа взаимодействуют с полем Хиггса (которое имеет Y=− ⁠1/2⁠ ) ​​и кварки верхнего типа к его комплексному сопряжению (которое имеет Y=+ ⁠1/2⁠ ). Однако в суперсимметричной теории это не допускается, поэтому необходимы два типа полей Хиггса.

Суперполя МССМ

В суперсимметричных теориях каждое поле и его суперпартнер могут быть записаны вместе как суперполе . Суперполевая формулировка суперсимметрии очень удобна для записи явно суперсимметричных теорий (т. е. не нужно утомительно проверять, что теория суперсимметрична почленно в лагранжиане). MSSM содержит векторные суперполя, связанные с калибровочными группами Стандартной модели, которые содержат векторные бозоны и связанные с ними гаутгино. Она также содержит киральные суперполя для фермионов Стандартной модели и бозонов Хиггса (и их соответствующих суперпартнеров).

Масса Хиггса MSSM

Масса Хиггса MSSM является предсказанием Минимальной Суперсимметричной Стандартной Модели. Масса легчайшего бозона Хиггса задается квартикальной связью Хиггса . Квартикальные связи не являются мягкими параметрами нарушения суперсимметрии, поскольку они приводят к квадратичной расходимости массы Хиггса. Более того, нет суперсимметричных параметров, которые сделали бы массу Хиггса свободным параметром в MSSM (хотя и не в неминимальных расширениях). Это означает, что масса Хиггса является предсказанием MSSM. Эксперименты LEP II и IV установили нижний предел массы Хиггса в 114,4  ГэВ . Этот нижний предел значительно выше того, что MSSM обычно предсказывает, но не исключает MSSM; открытие Хиггса с массой 125 ГэВ находится в пределах максимальной верхней границы приблизительно 130 ГэВ, до которой петлевые поправки в MSSM подняли бы массу Хиггса. Сторонники MSSM отмечают, что масса Хиггса в пределах верхней границы расчета массы Хиггса MSSM является успешным предсказанием, хотя и указывает на более тонкую настройку, чем ожидалось. ^{[12] [13]}

Формулы

Единственный сохраняющий суси оператор, который создает квартикальную связь для Хиггса в МССМ, возникает для D-членов калибровочного сектора SU(2) и U(1) , а величина квартикальной связи задается размером калибровочных связей.

Это приводит к предсказанию, что масса Хиггса, подобная Стандартной модели (скаляр, который приблизительно связан с ВЭВ), ограничена и меньше массы Z:

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

Поскольку суперсимметрия нарушена, существуют радиационные поправки к квартикальной связи, которые могут увеличить массу Хиггса. Они в основном возникают из «верхнего сектора»:

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

где — верхняя масса, а — масса верхнего скварка. Этот результат можно интерпретировать как РГ- прогонку квартикальной связи Хиггса от шкалы суперсимметрии до верхней массы — однако, поскольку масса верхнего скварка должна быть относительно близка к верхней массе, это обычно довольно скромный вклад и увеличивает массу Хиггса примерно до границы LEP II в 114 ГэВ, прежде чем верхний скварк станет слишком тяжелым. ${\displaystyle m_{t}}$ ${\displaystyle m_{\tilde {t}}}$

Наконец, есть вклад от лучших членов A-кварк:

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

где — безразмерное число. Это вносит дополнительный член в массу Хиггса на уровне петли, но не логарифмически усиливается ${\displaystyle a}$

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

Путем подталкивания (известного как «максимальное смешивание») можно увеличить массу Хиггса до 125 ГэВ без отделения топ-скварка или добавления новой динамики в MSSM. ${\displaystyle a\rightarrow {\sqrt {6}}}$

Поскольку на Большом адронном коллайдере бозон Хиггса был обнаружен при энергии около 125 ГэВ (и никаких других суперчастиц не обнаружено), это явно намекает на новую динамику за пределами MSSM, например, на «Следующую за минимальной суперсимметричной стандартной моделью» ( NMSSM ); и предполагает некоторую корреляцию с проблемой малой иерархии .

Лагранжиан MSSM

Лагранжиан для MSSM состоит из нескольких частей.

• Первый — это потенциал Кэлера для материи и полей Хиггса, который определяет кинетические члены для полей.
• Вторая часть — это суперпотенциал калибровочного поля, который создает кинетические члены для калибровочных бозонов и гейджино.
• Следующий член — суперпотенциал для материи и полей Хиггса. Они создают связи Юкавы для фермионов Стандартной модели, а также массовый член для хиггсино . После наложения R-четности перенормируемые калибровочно - инвариантные операторы в суперпотенциале имеют вид

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

Постоянный член нефизичен в глобальной суперсимметрии (в отличие от супергравитации ).

Мягкое нарушение SUSY

Последняя часть лагранжиана MSSM — это лагранжиан нарушения мягкой суперсимметрии. Подавляющее большинство параметров MSSM находится в лагранжиане нарушения суси. Мягкое нарушение суси разделено примерно на три части.

• Первые — это массы Гауджино.

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

  где находятся гауджино и отличается для винно, бино и глюино. ${\displaystyle {\tilde {\lambda }}}$ ${\displaystyle m_{\frac {1}{2}}}$

• Далее следуют мягкие массы для скалярных полей.

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

  где — любые скаляры в MSSM, а — эрмитовы матрицы для скварков и слептонов заданного набора калибровочных квантовых чисел. Собственные значения этих матриц на самом деле являются квадратами масс, а не самими массами. ${\displaystyle \phi }$ ${\displaystyle m_{0}}$ ${\displaystyle 3\times 3}$

• Существуют и термины, которые задаются ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle B}$

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

  Члены представляют собой сложные матрицы, как и скалярные массы. ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle 3\times 3}$

• Хотя это и не часто упоминается в отношении мягких терминов, чтобы соответствовать наблюдениям, необходимо также включить мягкие массы Гравитино и Голдстино, заданные как

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

Причина, по которой эти мягкие термины не часто упоминаются, заключается в том, что они возникают через локальную суперсимметрию, а не глобальную суперсимметрию, хотя они необходимы, иначе если бы Голдстино был безмассовым, это противоречило бы наблюдению. Мода Голдстино поглощается Гравитино, чтобы стать массивной, через сдвиг калибровки, который также поглощает потенциальный «массовый» член Голдстино.

Проблемы

С MSSM связано несколько проблем, большинство из которых связаны с пониманием параметров.

• Проблема мю : Массовый параметр Хиггсино μ появляется как следующий член в суперпотенциале : μH _u H _d . Он должен иметь тот же порядок величины, что и масштаб электрослабого взаимодействия , на много порядков меньше, чем масштаб Планка , который является естественным масштабом обрезания . Члены нарушения мягкой суперсимметрии также должны быть того же порядка величины, что и масштаб электрослабого взаимодействия. Это приводит к проблеме естественности: почему эти масштабы настолько меньше масштаба обрезания, но при этом оказываются так близко друг к другу?
• Универсальность вкуса мягких масс и A-термов: поскольку до сих пор не обнаружено смешивания вкусов, дополнительного к тому, что предсказывает стандартная модель , коэффициенты дополнительных членов в лагранжиане MSSM должны быть, по крайней мере приблизительно, инвариантными по вкусу (т.е. одинаковыми для всех вкусов).
• Малость фаз нарушения CP: поскольку до сих пор не обнаружено никаких нарушений CP, кроме тех, что предсказываются стандартной моделью , дополнительные члены в лагранжиане MSSM должны быть, по крайней мере приблизительно, CP-инвариантными, так что их фазы нарушения CP будут малыми.

Теории нарушения суперсимметрии

Большое количество теоретических усилий было потрачено на попытки понять механизм мягкого нарушения суперсимметрии , который производит желаемые свойства в массах и взаимодействиях суперпартнеров. Три наиболее изученных механизма:

Нарушение суперсимметрии под действием гравитации

Гравитационно-опосредованное нарушение суперсимметрии — это метод передачи нарушения суперсимметрии в суперсимметричную Стандартную модель через гравитационные взаимодействия. Это был первый метод, предложенный для передачи нарушения суперсимметрии. В моделях гравитационно-опосредованного нарушения суперсимметрии есть часть теории, которая взаимодействует с MSSM только через гравитационное взаимодействие. Этот скрытый сектор теории нарушает суперсимметрию. Благодаря суперсимметричной версии механизма Хиггса гравитино , суперсимметричная версия гравитона, приобретает массу. После того, как гравитино обретает массу, гравитационные радиационные поправки к мягким массам не полностью компенсируются под массой гравитино.

В настоящее время считается, что не является общим иметь сектор, полностью отделенный от MSSM, и должны быть операторы более высокой размерности, которые связывают различные секторы вместе с операторами более высокой размерности, подавленными масштабом Планка. Эти операторы дают такой же большой вклад в массы нарушения мягкой суперсимметрии, как и гравитационные петли; поэтому сегодня люди обычно рассматривают гравитационное посредничество как прямые взаимодействия гравитационного размера между скрытым сектором и MSSM.

mSUGRA означает минимальную супергравитацию. Построение реалистичной модели взаимодействий в рамках супергравитации N = 1 , где нарушение суперсимметрии передается через супергравитационные взаимодействия, было выполнено Али Чамседдином , Ричардом Арновиттом и Праном Натом в 1982 году. ^[14] mSUGRA является одной из наиболее широко исследованных моделей физики элементарных частиц благодаря своей предсказательной силе, требующей всего 4 входных параметра и знака для определения феноменологии низких энергий из масштаба Великого объединения. Наиболее широко используемый набор параметров:

Нарушение суперсимметрии, вызванное гравитацией, считалось универсальным по вкусу из-за универсальности гравитации; однако в 1986 году Холл, Костелецкий и Раби показали, что физика масштаба Планка, необходимая для генерации связей Юкавы Стандартной модели, портит универсальность нарушения суперсимметрии. ^[15]

Нарушение суперсимметрии, обусловленное калибровкой (GMSB)

Нарушение суперсимметрии, вызванное калибровкой, — это метод передачи нарушения суперсимметрии в суперсимметричную Стандартную модель через калибровочные взаимодействия Стандартной модели. Обычно скрытый сектор нарушает суперсимметрию и передает ее массивным полям-мессенджерам, которые заряжены в Стандартной модели. Эти поля-мессенджеры индуцируют массу гейджино в одной петле, а затем она передается скалярным суперпартнерам в двух петлях. Требуя стоп-скварков ниже 2 ТэВ, максимальная предсказанная масса бозона Хиггса составляет всего 121,5 ГэВ. ^[16] Поскольку Хиггс был обнаружен при 125 ГэВ, эта модель требует остановок выше 2 ТэВ.

Нарушение суперсимметрии, вызванное аномалиями (AMSB)

Нарушение суперсимметрии, вызванное аномалией, является особым типом нарушения суперсимметрии, вызванного гравитацией, которое приводит к нарушению суперсимметрии, передаваемому в суперсимметричную Стандартную модель через конформную аномалию. ^{[17] [18]} Требуя стоп-скварков ниже 2 ТэВ, максимальная предсказанная масса бозона Хиггса составляет всего 121,0 ГэВ. ^[16] Поскольку Хиггс был обнаружен при 125 ГэВ, этот сценарий требует стоп-скварков тяжелее 2 ТэВ.

Феноменологический МССМ (pMSSM)

Неограниченная MSSM имеет более 100 параметров в дополнение к параметрам Стандартной модели. Это делает любой феноменологический анализ (например, поиск областей в пространстве параметров, соответствующих наблюдаемым данным) непрактичным. При следующих трех предположениях:

• нет нового источника нарушения CP
• нет вкуса Изменение нейтральных токов
• универсальность первого и второго поколения

можно сократить число дополнительных параметров до следующих 19 величин феноменологического MSSM (pMSSM): ^[19] Большое пространство параметров pMSSM делает поиск в pMSSM чрезвычайно сложным и затрудняет исключение pMSSM.

Экспериментальные испытания

Наземные детекторы

Ожидается, что XENON1T (детектор темной материи WIMP, вводимый в эксплуатацию в 2016 году) будет исследовать/тестировать кандидатов на суперсимметрию, таких как CMSSM. ^{[20] : Рис. 7(a), стр. 15-16}

Смотрите также

• Пустыня (физика элементарных частиц)

Ссылки

1. Howard Baer; Xerxes Tata (2006). "8 – The Minimal Supersymmetric Standard Model". Слабая масштабная суперсимметрия от суперполей до событий рассеяния . Кембридж: Cambridge University Press. стр. 127. ISBN 9780511617270. Он минимален в том смысле, что содержит наименьшее количество новых состояний частиц и новых взаимодействий, согласующихся с феноменологией.
2. Мураяма, Хитоши (2000). "Феноменология суперсимметрии". Физика частиц : 296. arXiv : hep-ph/0002232 . Bibcode :2000paph.conf..296M.
3. "ATLAS Supersymmetry Public Results". ATLAS, CERN . Получено 25.03.2014 .
4. "CMS Supersymmetry Public Results". CMS, CERN . Получено 25.03.2014 .
5. Вулховер, Натали (29 ноября 2012 г.). «Суперсимметрия не выдерживает проверки, заставляя физиков искать новые идеи». Scientific American .
6. S. Dimopoulos; H. Georgi (1981). "Softly Broken Supersymmetry and SU(5)". Nuclear Physics B . 193 (1): 150–162. Bibcode :1981NuPhB.193..150D. doi :10.1016/0550-3213(81)90522-8. hdl : 2027.42/24165 .
7. S. Dimopoulos; S. Raby; F. Wilczek (1981). «Суперсимметрия и масштаб объединения». Physical Review D. 24 ( 6): 1681–1683. Bibcode :1981PhRvD..24.1681D. doi :10.1103/PhysRevD.24.1681.
8. LE Ibanez; GG Ross (1981). "Низкоэнергетические предсказания в суперсимметричных теориях великого объединения". Physics Letters B. 105 ( 6): 439. Bibcode :1981PhLB..105..439I. doi :10.1016/0370-2693(81)91200-4.
9. WJ Marciano; G. Senjanović (1982). «Предсказания суперсимметричных теорий великого объединения». Physical Review D. 25 ( 11): 3092. Bibcode :1982PhRvD..25.3092M. doi :10.1103/PhysRevD.25.3092.
10. Гордон Кейн, «Рассвет физики за пределами Стандартной модели», Scientific American , июнь 2003 г., стр. 60 и «Границы физики» , специальный выпуск, том 15, № 3, стр. 8 «Косвенные доказательства суперсимметрии получены путем экстраполяции взаимодействий до высоких энергий».
11. Бартл, А.; Хессельбах, С.; Хидака, К.; Кернрайтер, Т.; Пород, В. (2003). «Влияние фаз SUSY CP на распады Stop и Sbottom в MSSM». arXiv : hep-ph/0306281 .
12. Хайнемейер, С.; Стол, О.; Вайгляйн, Г. (2012). «Интерпретация результатов поиска LHC Higgs в MSSM». Physics Letters B. 710 ( 1): 201–206. arXiv : 1112.3026 . Bibcode : 2012PhLB..710..201H. doi : 10.1016/j.physletb.2012.02.084. S2CID  118682857.
13. Carena, M.; Heinemeyer, S.; Wagner, CEM; Weiglein, G. (2006). "MSSM Higgs boson searches at the evatron and the LHC: Impact of different benchmark scenarios" (PDF) . The European Physical Journal C . 45 (3): 797–814. arXiv : hep-ph/0511023 . Bibcode :2006EPJC...45..797C. doi :10.1140/epjc/s2005-02470-y. S2CID  14540548.
14. A. Chamseddine; R. Arnowitt; P. Nath (1982). «Локально суперсимметричное великое объединение». Physical Review Letters . 49 (14): 970–974. Bibcode : 1982PhRvL..49..970C. doi : 10.1103/PhysRevLett.49.970.
15. Холл, Л. Дж.; Костелецкий, В. А.; Раби, С. (1986). «Новые нарушения ароматов в моделях супергравитации». Nuclear Physics B. 267 ( 2): 415. Bibcode : 1986NuPhB.267..415H. doi : 10.1016/0550-3213(86)90397-4.
16. Arbey, A.; Battaglia, M.; Djouadi, A.; Mahmoudi, F.; Quevillon, J. (2012). "Следствия 125 ГэВ Хиггса для суперсимметричных моделей". Physics Letters B . 3. 708 (2012): 162–169. arXiv : 1112.3028 . Bibcode :2012PhLB..708..162A. doi :10.1016/j.physletb.2012.01.053. S2CID  119246109.
17. Л. Рэндалл; Р. Сандрум (1999). «Нарушение суперсимметрии извне». Nuclear Physics B. 557 ( 1–2): 79–118. arXiv : hep-th/9810155 . Bibcode : 1999NuPhB.557...79R. doi : 10.1016/S0550-3213(99)00359-4. S2CID  1408101.
18. G. Giudice; M. Luty; H. Murayama; R. Rattazzi (1998). "Масса Гауджино без синглетов". Журнал физики высоких энергий . 9812 (12): 027. arXiv : hep-ph/9810442 . Bibcode : 1998JHEP...12..027G. doi : 10.1088/1126-6708/1998/12/027. S2CID  12517291.
19. Джуади, А.; Розье-Лис, С.; Безух, М.; Бизуард, Массачусетс; Бём, К.; Борзумати, Ф.; Брио, К.; Карр, Дж.; Косс, МБ; Чарльз, Ф.; Шеро, X.; Колас, П.; Дюфло, Л.; Дюпперен, А.; Еалет, А.; Эль-Мамуни, Х.; Годбейн, Н.; Жир, Ф.; Гонсалес-Пинейро, Б.; Гурмелен, С.; Гренье, Г.; Грис, доктор философии; Гриваз, Ж.-Ф.; Хебрард, К.; Иль, Б.; Кнер, Ж.-Л.; Константинидис, Н.; Лейссак, Ж .; Лебрен, П.; и др. (1999). «Минимальная суперсимметричная стандартная модель: Групповой сводный отчет». arXiv : hep-ph/9901246 .
20. Roszkowski, Leszek; Sessolo, Enrico Maria; Williams, Andrew J. (11 августа 2014 г.). «Что дальше для CMSSM и NUHM: улучшенные перспективы обнаружения суперпартнеров и темной материи». Journal of High Energy Physics . 2014 (8): 067. arXiv : 1405.4289 . Bibcode :2014JHEP...08..067R. doi :10.1007/JHEP08(2014)067. S2CID  53526400.

Внешние ссылки

• MSSM на arxiv.org
• Стивен П. Мартин (1997). "A Supersymmetry Primer". Расширенная серия по направлениям в физике высоких энергий . 18 : 1–98. arXiv : hep-ph/9709356 . doi :10.1142/9789812839657_0001. ISBN 978-981-02-3553-6. S2CID  118973381.
• Обзор MSSM группой по данным о частицах и поиск предсказанных MSSM частиц
• Ян Дж. Р. Эйтчисон (2005). «Суперсимметрия и MSSM: элементарное введение». arXiv : hep-ph/0505105 .