TERCEIRA QUANTIZAÇÃO PELO SDCTIE GRACELI

TRANS-QUÂNTICA SDCTIE GRACELI, TRANSCENDENTE, RELATIVISTA SDCTIE GRACELI, E TRANS-INDETERMINADA.

FUNDAMENTA-SE EM QUE TODA FORMA DE REALIDADE SE ENCONTRA EM TRANSFORMAÇÕES, INTERAÇÕES, TRANSIÇÕES DE ESTADOS [ESTADOS DE GRACELI], ENERGIAS E FENÔMENOS DENTRO DE UM SISTEMA DE DEZ OU MAIS DIMENSÕES DE GRACELI, E CATEGORIAS DE GRACELI.

FUNÇÃO GERAL GRACELI DA TRANS- INDETERMINALIDADE PELO SDCTIE GRACELI

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DO SISTEMA [SDCTIE GRACELI] DE  INTERAÇÕES, TRANSFORMAÇÕES EM CADEIAS, DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.  E DE ESTADOS TRANSICIONAIS =

TRANSFORMAÇÕES ⇔ INTERAÇÕES  ⇔  TUNELAMENTO ⇔ EMARANHAMENTO ⇔ CONDUTIVIDADE  ⇔ DIFRAÇÕES ⇔ estrutura eletrônica, spin, radioatividade, ABSORÇÕES E EMISSÕES INTERNA ⇔  Δ de temperatura e dinâmicas, transições de estados quântico Δ ENERGIAS,  ⇔   Δ MASSA ,   ⇔ Δ  CAMADAS ORBITAIS ,  ⇔  Δ FENÔMENOS  ,  ⇔  Δ  DINÂMICAS,   ⇔  Δ  VALÊNCIAS,   ⇔  Δ BANDAS,  Δ  entropia e de entalpia,  E OUTROS.  

x

 [EQUAÇÃO DE DIRAC].

 + FUNÇÃO TÉRMICA.

   +    FUNÇÃO DE RADIOATIVIDADE

  ,      +   FUNÇÃO DE TUNELAMENTO QUÂNTICO.

  + ENTROPIA REVERSÍVEL 

+      FUNÇÃO DE CONDUÇÃO ELETROMAGNÉTICA

 ENERGIA DE PLANCK

X

• 
  V [R] [MA] =  Δe,M, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM......

  ΤDCG

  X

  Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM......  =
  x
  

  sistema de dez dimensões de Graceli + 

  DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.[como, spins, posicionamento, afastamento, ESTRUTURA ELETRÔNICA, e outras já relacionadas]..
• 
  
• DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
  

  x

  sistema de transições de estados, e estados  de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia. [estados de transições de fases de estados de estruturas, quântico, fenomênico, de energias, e dimensional [sistema de estados de Graceli].

  x

número atômico, estrutura eletrônica, níveis de energia 

[comprimento de onda (λ).

onde c, velocidade da luz, é igual a .]

X

• TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI.
• X
• CATEGORIAS DE GRACELI
• T l    T l     E l       Fl         dfG l   

  N l    El                 tf l

  P l    Ml                 tfefel 

  Ta l   Rl

           Ll
           D

Modelo Padrão Supersimétrico Mínimo

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Além do modelo padrão
Dados simulados do detector de partículas CMS Large Hadron Collider que descrevem um bóson de Higgs produzido pela colisão de prótons que se decompõem em jatos e elétrons de hádrons
Modelo Padrão
Evidência[show]
Teorias[show]
Supersimetria[ocultar] MSSM NMSSM Teoria das supercordas Teoria M Supergravidade Quebra de supersimetria
Gravidade quântica[show]
Experiências[show]
v t e

O Modelo Padrão Supersimétrico Mínimo ( MSSM ) é uma extensão do Modelo Padrão que realiza supersimetria . MSSM é o modelo supersimétrico mínimo, pois considera apenas "o número [mínimo] de novos estados de partículas e novas interações consistentes com a fenomenologia ". ^{[1] A} supersimetria emparelha bosões com férmions , de modo que cada partícula do Modelo Padrão tem um superparceiro ainda não descoberto. Se encontrarmos essas superpartículas, isso equivale a descobrir partículas como a matéria escura , ^[2] poderia fornecer evidências de grande unificação.e forneça dicas sobre se a teoria das cordas descreve a natureza. A falha em encontrar evidências de supersimetria usando o Large Hadron Collider ^[3] [4] sugere uma tendência a abandoná-lo. ^[5]

Histórico [ editar ]

O MSSM foi originalmente proposto em 1981 para estabilizar a escala fraca, resolvendo o problema da hierarquia . ^[6] A massa do bóson de Higgs do Modelo Padrão é instável para correções quânticas e a teoria prevê que a escala fraca deve ser muito mais fraca do que o que é observado. No MSSM, o bóson de Higgs possui um superparceiro fermiônico, o Higgsino , que tem a mesma massa que teria se a supersimetria fosse uma simetria exata. Como as massas de férmion são radiativamente estáveis, a massa de Higgs herda essa estabilidade. No entanto, no MSSM, é necessário mais de um campo Higgs, conforme descrito abaixo .

A única maneira inequívoca de reivindicar a descoberta da supersimetria é produzir super partículas em laboratório. Como se espera que as superpartículas sejam 100 a 1000 vezes mais pesadas que o próton, é necessária uma quantidade enorme de energia para produzir essas partículas que só podem ser alcançadas em aceleradores de partículas. O Tevatron procurava ativamente evidências da produção de partículas supersimétricas antes de ser encerrado em 30 de setembro de 2011. A maioria dos físicos acredita que a supersimetria deve ser descoberta no LHC se for responsável por estabilizar a escala fraca. Existem cinco classes de partículas nas quais os super- parceiros se enquadram: squarks , gluinos , charginos , neutralinose sleptons . Essas superpartículas têm suas interações e decaimentos subsequentes descritos pelo MSSM e cada uma possui assinaturas características.

Um exemplo de processo de corrente neutra de mudança de sabor no MSSM. Um quark estranho emite um bino, transformando-se em um quark do tipo sdown, que emite um bóson Z e reabsorve o bino, transformando-se em um quark. Se as massas de MSSM squark violam o sabor, esse processo pode ocorrer.

O MSSM impõe paridade R para explicar a estabilidade do próton . Ele adiciona quebra de supersimetria ao introduzir operadores explícitos de quebra de supersimetria suave no Lagrangiano, que é comunicado a ele por alguma dinâmica desconhecida (e não especificada). Isso significa que existem 120 novos parâmetros no MSSM. Muitos desses parâmetros levam a fenomenologia inaceitável, como grandes correntes neutras de mudança de sabor ou grandes momentos de dipolo elétrico para o nêutron e o elétron. Para evitar esses problemas, o MSSM considera que toda a quebra de supersimetria suave é diagonal no espaço de sabor e que todas as novas fases de violação do CP desaparecem.

Motivações teóricas [ editar ]

Existem três motivações principais para o MSSM em relação a outras extensões teóricas do Modelo Padrão, a saber:

• Naturalidade
• Unificação de acoplamento de bitola
• Matéria escura

Essas motivações surgem sem muito esforço e são as principais razões pelas quais o MSSM é o principal candidato a uma nova teoria a ser descoberta em experimentos de colisão, como o Tevatron ou o LHC .

Naturalidade [ editar ]

Cancelamento dos bóson de Higgs quadrática renormalização massa entre fermiônica topo quark loop e escalar topo squark diagramas de Feynman num supersimétrico extensão do Modelo Padrão

A motivação original para propor o MSSM era estabilizar a massa de Higgs para correções radiativas que são quadraticamente divergentes no Modelo Padrão ( problema de hierarquia ). Nos modelos supersimétricos, os escalares estão relacionados aos férmions e têm a mesma massa. Como as massas de férmion são logaritmicamente divergentes, as massas escalares herdam a mesma estabilidade radiativa. O valor da expectativa de vácuo de Higgs está relacionado à massa escalar negativa no Lagrangiano. Para que as correções radiativas na massa de Higgs não sejam dramaticamente maiores que o valor real, a massa dos superparceiros do Modelo Padrão não deve ser significativamente mais pesada que o VEV de Higgs - aproximadamente 100 GeV. Em 2012, a partícula de Higgs foi descoberta no LHC, e sua massa foi encontrada entre 125 e 126 GeV.

Unificação de calibre-acoplamento [ editar ]

Se os superparceiros do Modelo Padrão estiverem próximos da escala TeV, os acoplamentos de medida medidos dos três grupos de medidas se unificarão com altas energias. ^{[7] [8] [9]} As funções beta dos acoplamentos de manômetro MSSM são dadas por

Gauge Group	$${\ displaystyle \ alpha ^ {- 1} (M_ {Z ^ {0}})}	$${\ displaystyle b_ {0} ^ {\ mathrm {MSSM}}}
SU (3)	8,5	$${\ displaystyle -3}
SU (2)	29,6	$${\ displaystyle +1}
U (1)	59,2	$${\ displaystyle +6 {\ frac {3} {5}}}

X

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DO SISTEMA [SDCTIE GRACELI] DE  INTERAÇÕES, TRANSFORMAÇÕES EM CADEIAS, DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.  E DE ESTADOS TRANSICIONAIS

Onde $${\ displaystyle \ alpha _ {1} ^ {- 1}} é medido na normalização da SU (5) - um fator de $${\ displaystyle {\ frac {3} {5}}}diferente da normalização do Modelo Padrão e prevista por Georgi-Glashow SU (5).

A condição para a unificação do acoplamento de bitola em um loop é se a expressão a seguir é satisfeita $${\ 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}}}}.

X

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Notavelmente, isso é precisamente satisfeito com erros experimentais nos valores de $${\ displaystyle \ alpha ^ {- 1} (M_ {Z ^ {0}})}. Existem duas correções de loop e correções de limiares na escala TeV e na escala GUT que alteram essa condição na unificação do acoplamento de bitola, e os resultados de cálculos mais extensos revelam que a unificação do acoplamento de bitola ocorre com uma precisão de 1%, embora isso seja cerca de 3 desvios-padrão das expectativas teóricas.

Essa previsão é geralmente considerada como evidência indireta para o MSSM e o SUSY GUTs . ^{[10] A} unificação de acoplamento de bitola não implica necessariamente grande unificação e existem outros mecanismos para reproduzir a unificação de acoplamento de bitola. No entanto, se superparceiros forem encontrados em um futuro próximo, o aparente sucesso da unificação de acoplamentos de aferidores sugeriria que uma teoria supersimétrica da grande unificação é um candidato promissor para a física de alta escala.

Matéria escura [ editar ]

Se a paridade R for preservada, a superparte mais leve ( LSP ) do MSSM é estável e é uma partícula massiva de interação fraca (WIMP) - ou seja, não possui interações eletromagnéticas ou fortes. Isso faz do LSP um bom candidato à matéria escura e se enquadra na categoria de matéria escura fria (MDL).

Previsões do MSSM sobre coletores de hádrons [ editar ]

O Tevatron e o LHC possuem programas experimentais ativos em busca de partículas supersimétricas. Como essas duas máquinas são coletores de hádrons - anti-próton para o Tevatron e próton para o LHC -, eles procuram melhor por partículas que interagem fortemente. Portanto, a maioria das assinaturas experimentais envolve a produção de squarks ou gluinos . Como o MSSM possui paridade R , a partícula supersimétrica mais leve é ​​estável e, após os quadrados e gluinos decaírem, cada cadeia de decaimento conterá um LSP que deixará o detector invisível. Isso leva à previsão genérica de que o MSSM produzirá uma ' falta de energiasinal dessas partículas que saem do detector.

Neutralinos [ editar ]

Existem quatro neutralinos que são férmions e são eletricamente neutros, o mais leve dos quais é tipicamente estável. Eles são tipicamente rotulados
Nº 0
1 ,
Nº 0
2 ,
Nº 0
3 ,
N͂ 0
4 (embora às vezes$${\ displaystyle {\ til {\ chi}} _ {1} ^ {0}, \ ldots, {\ tilde \ \ chi}} _ {4} ^ {0}}é usado). Esses quatro estados são misturas do Bino e do Wino neutro (que são os Gauginos eletrofretos neutros ) e dos Higgsinos neutros . Como os neutralinos são férmions de Majorana , cada um deles é idêntico à sua antipartícula . Como essas partículas interagem apenas com os bósons vetoriais fracos, elas não são produzidas diretamente em coletores de hádrons em grandes quantidades. Eles aparecem principalmente como partículas em decaimentos em cascata de partículas mais pesadas, geralmente originárias de partículas supersimétricas coloridas, como quadrados ou gluinos.

Nos modelos de conservação de paridade R , o neutro mais leve é ​​estável e todas as decaimentos em cascata supersimétricas acabam decaindo nessa partícula que deixa o detector invisível e sua existência só pode ser inferida procurando-se um momento desequilibrado em um detector.

Os neutralinos mais pesados ​​normalmente decaem através de um 
Z 0
 a um neutro mais claro ou através de um 
W ±
para chargino. Assim, uma deterioração típica é

Nº 0 2

→

Nº 0 1

+

Z 0

→

Falta energia

+

ℓ +

+

ℓ -

Nº 0 2

→

C$${\ displaystyle {\ til {\ chi}}}± 1

+

W ∓

→

Nº 0 1

+

W ±

+

W ∓

→

Falta energia

+

ℓ +

+

ℓ -

X

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Observe que o subproduto "Energia ausente" representa a energia de massa do neutralino ( 
N͂ 0
1  ) e na segunda linha, a energia de massa de um par neutrino - antineutrino ( 
ν
 + 
ν
 ) produzido com o lepton e o antilepton no decaimento final, todos indetectáveis ​​em reações individuais com a tecnologia atual. As divisões de massa entre os diferentes Neutralinos determinarão quais padrões de decaimento são permitidos.

Charginos [ editar ]

Existem dois Charginos que são férmions e são eletricamente carregados. Eles são tipicamente rotulados
C$${\ displaystyle {\ til {\ chi}}}±
1 e
C$${\ displaystyle {\ til {\ chi}}}±
2 (embora às vezes$${\ displaystyle {\ til {\ chi}} _ {1} ^ {\ pm}} e $${\ displaystyle {\ til {\ chi}} _ {2} ^ {\ pm}}é usado). O chargino mais pesado pode decair
Z 0
para o chargino mais leve. Ambos podem decair através de um
W ±
 neutralino.

Squarks [ editar ]

Os squarks são os superparceiros escalares dos quarks e há uma versão para cada quark do Modelo Padrão. Devido a restrições fenomenológicas das correntes neutras que alteram o sabor, normalmente as duas gerações mais leves de quadrados têm de ser quase a mesma em massa e, portanto, não recebem nomes distintos. Os superparceiros do quark superior e inferior podem ser divididos dos quadrados mais leves e são chamados de stop e sbottom .

Na outra direção, pode haver uma notável mistura esquerda-direita das paradas $${\ displaystyle {\ tilde {t}}} e dos sbottoms $${\ displaystyle {\ tilde {b}}}por causa das altas massas dos quarks parceiros, superior e inferior: ^[11]

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

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

X

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Uma história semelhante vale para o fundo $${\ displaystyle {\ tilde {b}}} com seus próprios parâmetros $${\ displaystyle \ phi} e $${\ displaystyle \ theta}.

Squarks podem ser produzidos através de interações fortes e, portanto, são facilmente produzidos em coletores de hádrons. Decaem para quarks e neutralinos ou charginos que decaem ainda mais. Nos cenários de conservação da paridade R, os squarks são produzidos em pares e, portanto, um sinal típico é

$${\ displaystyle {\ til {q}} {\ til {\ bar {q}}} \ rightarrow q {\ tilde {N}} _ {1} ^ {0} {\ bar {q}} {\ tilde { N}} _ {1} ^ {0} \ rightarrow} 2 jatos + falta de energia

$${\ displaystyle {\ til {q}} {\ til {\ 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 jatos + 2 leptons + falta de energia

X

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Gluinos [ editar ]

Gluinos são Majorana parceiros fermiônicos do glúon que significa que eles são seus próprios antipartículas. Eles interagem fortemente e, portanto, podem ser produzidos significativamente no LHC. Eles só podem decair para um quark e um squark e, portanto, um sinal gluino típico é

$${\ displaystyle {\ tilde {g}} {\ tilde {g}} \ rightarrow (q {\ tilde \ bar {q}}}) ({\ bar {q}} {\ tilde {q}}) \ rightarrow (q {\ bar {q}} {\ til {N}} _ {1} ^ {0}) ({\ bar {q}} q {\ tilde {N}} _ {1} ^ {0} )\seta direita } 4 jatos + falta de energia

X

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Como os gluinos são Majorana, os gluinos podem decair para um quark + anti-squark ou um anti-quark + squark com igual probabilidade. Portanto, pares de gluinos podem decair para

$${\ displaystyle {\ tilde {g}} {\ tilde {g}} \ rightarrow ({\ bar {q}} {\ tilde {q}}) ({\ bar {q}} {\ tilde {q}} ) \ rightarrow (q {\ bar {q}} {\ til {C}} _ ​​{1} ^ {+}) (q {\ bar {q}} {\ tilde {C}} _ ​​{1} ^ { +}) \ rightarrow (q {\ bar {q}} W ^ {+}) (q {\ bar {q}} W ^ {+}) \ rightarrow} 4 jatos + $${\ displaystyle \ ell ^ {+} \ ell ^ {+}} + Energia perdida

X

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Essa é uma assinatura distinta porque possui di-leptons de mesmo sinal e possui muito pouco histórico no Modelo Padrão.

Sleptons [ editar ]

Os Sleptons são os parceiros escalares dos leptons do Modelo Padrão. Eles não estão interagindo fortemente e, portanto, não são produzidos com muita frequência em coletores de hádrons, a menos que sejam muito leves.

Devido à alta massa do tau lepton, haverá uma mistura esquerda-direita do stau semelhante à de stop e sbottom (veja acima).

Normalmente, os sleptons são encontrados em decaimentos de charginos e neutralinos se forem leves o suficiente para serem um produto de decaimento.

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

X

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

X

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Campos MSSM [ editar ]

Os férmions têm superparceiros bosônicos (chamados sfermiões), e os bósons possuem superparceiros fermiônicos (chamados bosinos ). Para a maioria das partículas do Modelo Padrão, a duplicação é muito direta. No entanto, para o bóson de Higgs, é mais complicado.

Um único Higgsino (o superparceiro fermiônico do bóson de Higgs) levaria a uma anomalia de medida e faria com que a teoria fosse inconsistente. No entanto, se dois Higgsinos forem adicionados, não haverá anomalia no medidor. A teoria mais simples é aquela com dois Higgsinos e, portanto, dois duplos Higgs escalares . Outro motivo para ter dois dupletos Higgs escalares em vez de uma é, a fim de ter acoplamentos Yukawa entre o Higgs e ambos quark-tipo para baixo e do tipo acima quark ; estes são os termos responsáveis ​​pelas massas dos quarks. No modelo padrão do tipo quark down par para o campo de Higgs (que tem Y = - 1/2 ) e o-se-tipo quarks ao seu conjugado complexo (que tem Y = + 1/2 ). No entanto, em uma teoria supersimétrica, isso não é permitido, portanto, dois tipos de campos de Higgs são necessários.

Tipo de partícula SM	Partícula	Símbolo	Girar	Paridade-R	Superparceiro	Símbolo	Girar	Paridade R
Fermions	Quark	$${\ displaystyle q}	$${\ displaystyle {\ begin {matrix} {\ frac {1} {2}} \ end {matrix}}}	+1	Squark	$${\ displaystyle {\ tilde {q}}}	0 0	−1
	Lepton	$${\ displaystyle \ ell}	$${\ displaystyle {\ begin {matrix} {\ frac {1} {2}} \ end {matrix}}}	+1	Slepton	$${\ displaystyle {\ tilde {\ ell}}}}	0 0	−1
Bósons	W	$${\ displaystyle W}	1	+1	Wino	$${\ displaystyle {\ tilde {W}}}	$${\ displaystyle {\ begin {matrix} {\ frac {1} {2}} \ end {matrix}}}	−1
	B	$${\ displaystyle B}	1	+1	Bino	$${\ displaystyle {\ tilde {B}}}	$${\ displaystyle {\ begin {matrix} {\ frac {1} {2}} \ end {matrix}}}	−1
	Gluon	$${\ displaystyle g}	1	+1	Gluino	$${\ displaystyle {\ tilde {g}}}	$${\ displaystyle {\ begin {matrix} {\ frac {1} {2}} \ end {matrix}}}	−1
Bósons de Higgs	Higgs	$${\ displaystyle h_ {u}, h_ {d}}	0 0	+1	Higgsinos	$${\ displaystyle {\ til {h}} _ {u}, {\ tilde {h}} _ {d}}	$${\ displaystyle {\ begin {matrix} {\ frac {1} {2}} \ end {matrix}}}	−1

X

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Superfields MSSM [ editar ]

Nas teorias supersimétricas, todo campo e seu super parceiro podem ser escritos juntos como um supercampo . A formulação superficial da supersimetria é muito conveniente para escrever teorias manifestamente supersimétricas (isto é, não é necessário verificar tediosamente que a teoria é supersimétrica termo por termo no Lagrangiano). O MSSM contém supercampos vetoriais associados aos grupos de medidores do Modelo Padrão que contêm os bósons vetoriais e gauginos associados. Ele também contém superfields quirais para os férmions do Modelo Padrão e os bósons de Higgs (e seus respectivos superparceiros).

campo	multiplicidade	representação	Z 2 - paridade	Partícula modelo padrão
Q	3	$${\ displaystyle (3,2) _ {\ frac {1} {6}}}	-	gibão de quark canhoto
U c	3	$${\ displaystyle ({\ bar {3}}, 1) _ {- {\ frac {2} {3}}}}	-	anti-quark para destros
D c	3	$${\ displaystyle ({\ bar {3}}, 1) _ {\ frac {1} {3}}}	-	anti-quark destro do tipo destro
eu	3	$${\ displaystyle (1,2) _ {- {\ frac {1} {2}}}}	-	gibão lepton canhoto
E c	3	$${\ displaystyle (1,1) _ {1 {\ frac {} {}}}}}	-	anti-lepton destro
H u	1	$${\ displaystyle (1,2) _ {\ frac {1} {2}}}	+	Higgs
H d	1	$${\ displaystyle (1,2) _ {- {\ frac {1} {2}}}}	+	Higgs

X

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Massa MSSM Higgs [ editar ]

A massa MSSM Higgs é uma previsão do modelo padrão supersimétrico mínimo. A massa do bóson de Higgs mais leve é ​​definida pelo acoplamento quártico de Higgs . Os acoplamentos quárticos não são parâmetros suaves de quebra de supersimetria, pois levam a uma divergência quadrática da massa de Higgs. Além disso, não há parâmetros supersimétricos para tornar a massa de Higgs um parâmetro livre no MSSM (embora não em extensões não mínimas). Isso significa que a massa de Higgs é uma previsão do MSSM. As experiências LEP II e IV estabeleceram um limite mais baixo na massa de Higgs de 114,4  GeV. Esse limite inferior está significativamente acima do ponto em que o MSSM normalmente prevê que esteja, mas não descarta o MSSM; a descoberta do Higgs com uma massa de 125 GeV está dentro do limite superior máximo de aproximadamente 130 GeV, para o qual as correções de loop no MSSM elevariam a massa de Higgs para. Os proponentes do MSSM apontam que uma massa de Higgs dentro do limite superior do cálculo da massa de Higgs pelo MSSM é uma previsão bem-sucedida, embora aponte para um ajuste mais preciso do que o esperado. ^[12] [13]

Fórmulas [ editar ]

A única susy operador -preserving que cria um acoplamento quártico para os Higgs no MSSM surgir para os D-termos da SU (2) e L (1) o sector de calibre e a magnitude do acoplamento quártico é definido pelo tamanho da acoplamentos de bitola.

Isso leva à previsão de que a massa de Higgs do modelo padrão (o escalar que acopla aproximadamente ao vev) é limitada a ser menor que a massa Z:

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

X

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Como a supersimetria é quebrada, existem correções radiativas no acoplamento quártico que podem aumentar a massa de Higgs. Estes surgem predominantemente do 'setor de topo':

$${\ 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}}}}

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Onde $${\ displaystyle m_ {t}}é a massa superior e$${\ displaystyle m _ {\ til {t}}}é a massa do esquadrão superior . Esse resultado pode ser interpretado como o funcionamento do RG do acoplamento quártico de Higgs da escala de supersimetria até a massa superior - no entanto, como a massa superior do esquadrão deve estar relativamente próxima da massa superior, essa geralmente é uma contribuição bastante modesta e aumenta a quantidade de Higgs. massa até aproximadamente o limite da LEP II de 114 GeV antes que o quadrado superior se torne muito pesado.

Finalmente, há uma contribuição dos termos A do squark superior:

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

X

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DO SISTEMA [SDCTIE GRACELI] DE  INTERAÇÕES, TRANSFORMAÇÕES EM CADEIAS, DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.  E DE ESTADOS TRANSICIONAIS

Onde $${\ displaystyle a}é um número sem dimensão. Isso contribui com um termo adicional para a massa de Higgs no nível do loop, mas não é aprimorado logaritmicamente

$${\ 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) \ direita)}

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empurrando $${\ displaystyle a \ rightarrow {\ sqrt {6}}} (conhecida como 'mistura máxima'), é possível empurrar a massa de Higgs para 125 GeV sem desacoplar o squark superior ou adicionar nova dinâmica ao MSSM.

Como o Higgs foi encontrado em cerca de 125 GeV (junto com outras superparticulas ) no LHC, isso sugere fortemente novas dinâmicas além do MSSM, como o 'Modelo padrão supersimétrico próximo ao mínimo' ( NMSSM ); e sugere alguma correlação com o pequeno problema de hierarquia .

O MSSM Lagrangiano [ editar ]

O Lagrangiano para o MSSM contém várias peças.

• O primeiro é o potencial de Kähler para a matéria e os campos de Higgs, que produz os termos cinéticos para os campos.
• A segunda parte é o superpotencial do campo de medida que produz os termos cinéticos para os bósons e gauginos de medida.
• O próximo termo é o superpotencial para o assunto e os campos de Higgs. Eles produzem os acoplamentos Yukawa para os férmions do Modelo Padrão e também o termo de massa para os Higgsinos . Após impor a paridade R , os operadores invariáveis renormalizáveis e medidores no superpotencial são

$${\ 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}}

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O termo constante não é físico em supersimetria global (em oposição a supergravidade ).

Macio Susy quebrando [ editar ]

Artigo principal: Quebra SUSY macia

A última peça do MSSM Lagrangian é a supersimetria suave que quebra Lagrangian. A grande maioria dos parâmetros do MSSM está no lagrangiano de quebra de susy. O suave susy quebra são divididos em cerca de três pedaços.

• As primeiras são as massas gauginas

$${\ displaystyle {\ mathcal {L}} \ supset m _ {\ frac {1} {2}} {\ til {\ lambda}} {\ tilde {\ lambda}} + {\ text {hc}}}

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Onde $${\ displaystyle {\ til {\ lambda}}} são os gauginos e $${\ displaystyle m _ {\ frac {1} {2}}} é diferente para o wino, bino e gluino.

• A seguir estão as massas leves para os campos escalares

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

Onde $${\ displaystyle \ phi} qualquer um dos escalares no MSSM e $${\ displaystyle m_ {0}} estamos $${\ displaystyle 3 \ times 3}Matrizes eremitas para os squarks e os sleptons de um determinado conjunto de números quânticos de medida. Os autovalores dessas matrizes são na verdade as massas ao quadrado, e não as massas.

• Existem os $${\ displaystyle A} e $${\ displaystyle B} termos que são dados por

$${\ displaystyle {\ mathcal {L}} \ supset B _ {\ mu} h_ {u} h_ {d} + Ah_ {u} {\ til {q}} {\ tilde {u}} ^ {c} + Ah_ {d} {\ til {q}} {\ tilde {d}} ^ {c} + Ah_ {d} {\ tilde {l}} {\ tilde e}} ^ {c} + {\ text {hc }}}

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o $${\ displaystyle A} termos são $${\ displaystyle 3 \ times 3} matrizes complexas, tanto quanto as massas escalares.

• Embora não seja freqüentemente mencionado em termos de termos suaves, para ser consistente com a observação, é preciso incluir também as massas moles Gravitino e Goldstino dadas por

$${\ 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 {hc}}}

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A razão pela qual esses termos flexíveis não são mencionados com frequência é que eles surgem por meio da supersimetria local e não da supersimetria global, embora sejam necessários caso contrário, se o Goldstino não tiver massa, isso contradiz a observação. O modo Goldstino é consumido pelo Gravitino para se tornar maciço, através de uma mudança de bitola, que também absorve o possível termo "massa" do Goldstino.