Суперсимметричная стандартная модель, близкая к минимальной - Next-to-Minimal Supersymmetric Standard Model

В физика элементарных частиц, NMSSM это аббревиатура от Суперсимметричная стандартная модель, близкая к минимальной.^{[1][2][3][4][5]} Это суперсимметричный расширение Стандартная модель что добавляет к полюсу дополнительное синглетное киральное суперполе MSSM и может использоваться для динамического создания ${\displaystyle \mu }$ срок, решая ${\displaystyle \mu }$-проблема. Статьи о NMSSM доступны для ознакомления.^[6][7]

Минимальная суперсимметричная стандартная модель не объясняет, почему ${\displaystyle \mu }$ параметр в сверхпотенциал срок ${\displaystyle \mu H_{u}H_{d}}$ находится в электрослабой шкале. Идея, лежащая в основе Суперсимметричная стандартная модель, близкая к минимальной заключается в продвижении ${\displaystyle \mu }$ член калибровочного синглета, киральное суперполе ${\displaystyle S}$. Обратите внимание, что скалярный суперпартнер синглино ${\displaystyle S}$ обозначается ${\displaystyle {\hat {S}}}$ и суперпартнер синглино спин-1/2 ${\displaystyle {\tilde {S}}}$ В следующих. Суперпотенциал для NMSSM определяется выражением

${\displaystyle W_{\text{NMSSM}}=W_{\text{Yuk}}+\lambda SH_{u}H_{d}+{\frac {\kappa }{3}}S^{3}}$

куда ${\displaystyle W_{\text{Yuk}}}$ дает связи Юкавы для фермионов Стандартной модели. Поскольку суперпотенциал имеет массовый размер из 3 муфт ${\displaystyle \lambda }$ и ${\displaystyle \kappa }$ безразмерны; следовательно ${\displaystyle \mu }$-задача MSSM решена в NMSSM, при этом суперпотенциал NMSSM масштабно-инвариантен. Роль ${\displaystyle \lambda }$ срок заключается в создании эффективного ${\displaystyle \mu }$ срок. Это делается со скалярной составляющей синглета ${\displaystyle {\hat {S}}}$ получение ожидаемого значения вакуума ${\displaystyle \langle {\hat {S}}\rangle }$; то есть у нас есть

${\displaystyle \mu _{\text{eff}}=\lambda \langle {\hat {S}}\rangle }$

Без ${\displaystyle \kappa }$ термин суперпотенциал имел бы U (1) '-симметрию, так называемую симметрию Печчеи – Куинна; видеть Теория Печчеи-Куинна. Эта дополнительная симметрия полностью изменила бы феноменологию. Роль ${\displaystyle \kappa }$ термин должен нарушить эту U (1) 'симметрию. В ${\displaystyle \kappa }$ терм вводится трилинейно так, что ${\displaystyle \kappa }$ безразмерен. Однако остается дискретный ${\displaystyle \mathbb {Z} _{3}}$ симметрия, которая к тому же самопроизвольно нарушается.^[8] В принципе это приводит к доменная стена проблема. Вводя дополнительные, но исключенные термины, ${\displaystyle \mathbb {Z} _{3}}$ симметрия может быть нарушена без изменения феноменологии в электрослабом масштабе.^[9]Предполагается, что таким образом проблема доменных стенок обходится без каких-либо изменений, за исключением значений, выходящих далеко за пределы электрослабой шкалы.

Были предложены другие модели, решающие ${\displaystyle \mu }$-проблема MSSM. Одна идея - сохранить ${\displaystyle \kappa }$ в суперпотенциале и учтем симметрию U (1) '. Предполагая, что эта симметрия является локальной, дополнительная ${\displaystyle Z'}$ Калибровочный бозон предсказывается в этой модели, называемой UMSSM.^{[нужна цитата ]}

Феноменология

За счет дополнительного синглета ${\displaystyle S}$, NMSSM в целом меняет феноменологию как сектора Хиггса, так и сектора нейтралино по сравнению с MSSM.

Феноменология Хиггса

В Стандартной модели имеется один физический бозон Хиггса. В MSSM мы встречаем пять физических бозонов Хиггса.^{[нужна цитата ]} За счет дополнительного синглета ${\displaystyle {\hat {S}}}$ в NMSSM есть еще два бозона Хиггса;^{[нужна цитата ]} то есть всего семь физических бозонов Хиггса. Поэтому его сектор Хиггса намного богаче, чем у MSSM. В частности, потенциал Хиггса, вообще говоря, больше не инвариантен относительно преобразований CP; видеть Нарушение CP. Обычно бозоны Хиггса в NMSSM обозначаются в порядке возрастания масс; то есть по ${\displaystyle H_{1},H_{2},...,H_{7}}$, с ${\displaystyle H_{1}}$ легчайший бозон Хиггса. В частном случае CP-сохраняющего потенциала Хиггса мы имеем три CP-четных бозона Хиггса: ${\displaystyle H_{1},H_{2},H_{3}}$, две CP нечетные, ${\displaystyle A_{1},A_{2}}$, и пару заряженных бозонов Хиггса, ${\displaystyle H^{+},H^{-}}$. В MSSM легчайший бозон Хиггса всегда подобен Стандартной модели, и поэтому его образование и распады примерно известны. В NMSSM самый легкий Хиггс может быть очень легким (даже порядка 1 ГэВ^{[нужна цитата ]}), и, таким образом, до сих пор могли ускользнуть от обнаружения. Кроме того, в случае сохранения CP самый легкий CP-бозон Хиггса, оказывается, имеет улучшенную нижнюю границу по сравнению с MSSM.^{[нужна цитата ]} Это одна из причин, почему NMSSM находится в центре внимания в последние годы.

Феноменология нейтралино

Спин-1/2 синглино ${\displaystyle {\tilde {S}}}$ дает пятое нейтралино по сравнению с четырьмя нейтралино MSSM. Синглино не взаимодействует с какими-либо калибровочными бозонами, гаугино (суперпартнерами калибровочных бозонов), лептонами, слептонами (суперпартнерами лептонов), кварками или скварками (суперпартнерами кварков). Предположим, что суперсимметричная частица-партнер рождается на коллайдере, например, на LHC, синглино опускается в каскадных затуханиях и поэтому не детектируется. Однако если синглино - это легчайшая суперсимметричная частица (LSP), все суперсимметричные частицы-партнеры в конечном итоге распадаются на синглино. Из-за R-паритет сохранение этого LSP стабильно. Таким образом, синглино можно было обнаружить по недостающей поперечной энергии в детекторе.

Рекомендации

1. Файет, П. (1975). «Суперкалибровочное инвариантное расширение механизма Хиггса и модель электрона и его нейтрино». Ядерная физика B. 90: 104–124. Bibcode:1975НуФБ..90..104Ф. Дои:10.1016/0550-3213(75)90636-7.
2. Dine, M .; Fischler, W .; Средницки, М. (1981). «Простое решение сильной проблемы ЦП с помощью безвредного аксиона». Письма по физике B. 104 (3): 199. Bibcode:1981ФЛБ..104..199Д. Дои:10.1016/0370-2693(81)90590-6.
3. Nilles, H.P .; Средницкий, М .; Уайлер, Д. (1983). «Нарушение слабого взаимодействия, вызванное супергравитацией». Письма по физике B. 120 (4–6): 346. Bibcode:1983ФЛБ..120..346Н. Дои:10.1016/0370-2693(83)90460-4.
4. Frere, J.M .; Джонс, Д. Р. Т .; Раби, С. (1983). «Фермионные массы и индукция слабого масштаба супергравитацией» (PDF). Ядерная физика B. 222 (1): 11–19. Bibcode:1983НуФБ.222 ... 11Ф. Дои:10.1016/0550-3213(83)90606-5. HDL:2027.42/25159.
5. Derendinger, J. P .; Савой, К. А. (1984). «Квантовые эффекты и нарушение SU (2) × U (1) в калибровочных теориях супергравитации». Ядерная физика B. 237 (2): 307. Bibcode:1984НуФБ.237..307Д. Дои:10.1016/0550-3213(84)90162-7.
6. Маниатис, М. (2010). «Рассмотренное суперсимметричное расширение, близкое к минимальному». Международный журнал современной физики A. 25 (18–19): 3505–3602. arXiv:0906.0777. Bibcode:2010IJMPA..25.3505M. Дои:10.1142 / S0217751X10049827. S2CID  118352843.
7. Ellwanger, U .; Hugonie, C .; Тейшейра, А. М. (2010). "Суперсимметричная стандартная модель, близкая к минимальной". Отчеты по физике. 496 (1–2): 1–77. arXiv:0910.1785. Bibcode:2010PhR ... 496 .... 1E. Дои:10.1016 / j.physrep.2010.07.001. S2CID  118845956.
8. Зельдович, Я. B .; Кобзарев И.Ю .; Окунь, Л. Б. (1974). Журнал экспериментальной и теоретической физики.. 67: 3. Отсутствует или пусто | название = (помощь) Переведено на Советская физика в ЖЭТФ. 40: 1. 1977. Bibcode:1975JETP ... 40 .... 1Z. Отсутствует или пусто | название = (помощь)
9. Panagiotakopoulos, P .; Тамвакис, К. (1999). «Стабилизированный NMSSM без доменных стен». Письма по физике B. 446 (3–4): 224. arXiv:hep-ph / 9809475. Bibcode:1999ФЛБ..446..224П. Дои:10.1016 / S0370-2693 (98) 01493-2. S2CID  17655776.