Year: 2008
Type: dissertation
Abstract: IntroducciónEl Modelo Estándar (SM) [1-5] de las interacciones fundamentales está basado en la simetría gauge SU (3) C × SU (2) L × U (1) Y y proporciona el marco indiscutible de la Física de Partículas.Este modelo describe con gran éxito la mayoría de los fenómenos conocidos y, de hecho, el acuerdo entre sus predicciones y los datos experimentales es excelente, en algunas casos con una precisión mayor del 1%.Una de las predicciones que necesita aún ser verificada es la existencia del llamado bosón de Higgs [6][7][8][9].Esta partícula aparece como una consecuencia del mecanismo de ruptura espontánea de la simetría electrodébil, necesaria para explicar el origen de las masas de los fermiones y de los bosones gauge.El valor de la masa del bosón de Higgs no se predice dentro del SM y, en consecuencia, la búsqueda experimental se realiza sobre un rango de valores posibles.Dada la ausencia actual de señales significativas del bosón de Higgs, los experimentos fijan un límite inferior a su masa de m H SM > 114.4 GeV al 95% C.L. [10].Aunque la última confirmación del SM sería el descubrimiento experimental del bosón de Higgs, este modelo todavía tiene algunos problemas, tanto teóricos como experimentales, que requieren la introducción de nueva física para ser resueltos.En primer de lugar, hay una importante evidencia experimental que sugiere que el SM debería extenderse de alguna manera.El SM se construyó bajo la hipótesis de que los neutrinos de las tres generaciones eran partículas sin masa.En los últimos años, la observación experimental de oscilaciones de neutrinos, descubiertas por primera vez por la colaboración Super-Kamiokande y confirmadas después por otros experimentos [11][12][13][14][15][16][17][18][19], indica que los neutrinos tienen masa.Estas oscilaciones también aportan información importante sobre los ángulos de mezcla de los neutrinos de la matriz Maki-Nakagawa-Sakata (U PMNS ) [20][21][22].Este hecho representa la primera señal experimental clara de existencia de física más allá del SM.Como hemos dicho, el SM no incluye masas para los neutrinos en su formulación usual, por lo que es necesario modificarlo para tener en cuenta estas masas.Las pequeñas masas de los neutrinos, sugeridas por los experimentos, pueden explicarse por el mecanismo de seesaw de generación de masas de neutrinos [23][24][25][26][27][28][29][30][31][32][33][34][35][36][37].En su versión más simple (llamada seesaw Tipo I), este mecanismo asume la existencia de neutrinos dextrógiros ν R con una masa de Majorana muy grande en comparación con la escala electrodébil (EW) v = 174 2 Introducción GeV y que se acoplan a los neutrinos levógiros mediante acoplos de Yukawa Y ν .Por lo tanto, este mecanismo explica de manera simple y elegante las masas pequeñas m ν en términos de dos escalas de masa muy distantes, m M y la masa de Dirac, m D , que se relaciona con v por m D = vY ν .Las propiedades de los autoestados de masa de los neutrinos dentro del mecanismo de seesaw pueden derivarse fácilmente considerando el límite m D ≪ m M .Por ejemplo, en el caso de una única generación, obtenemos dos autoestados de masa de Majorana, uno muy ligero compuesto predominantemente de ν L y con una masa alrededor de m 2 D /m M , y otro muy pesado, formado en su mayoría por ν R y con una masa cercana a m M .En consecuencia, para obtener una masa de neutrinos ligera en el rango de 0.1 -1 eV con acoplamientos de Yukawa de orden 1, la masa de Majorana m M debe ser del orden de 10 14 GeV o incluso mayor.La componente ν R del autoestado ligero y, correspondientemente, la componente ν L del autoestado pesado están suprimidas por los factores m D /m M , y pueden por tanto despreciarse.Estos argumentos pueden generalizarse al caso de tres generaciones con tres neutrinos dextrógiros, y dentro de este modelo de seesaw los datos experimentales de las masas y mezclas de los neutrinos se pueden acomodar satisfactoriamente.Nótese que también es posible conseguir compatibilidad con los datos experimentales con tan sólo dos ν R , sin embargo, en esta tesis consideraremos tres ν R por similitud con el resto de fermiones.efectiva, este cut-off se interpreta como la escala de energía a la cual la nueva física comienza a alterar el comportamiento a altas energías de la teoría.Por consiguiente, si esta escala es del orden de M P , donde necesariamente hay nueva física implicada, las correcciones cuánticas a la masa del Higgs mencionadas son aproximadamente 30 órdenes de magnitud más grandes que el valor inicial de O(100) GeV.En el caso de los modelos de seesaw, los neutrinos dextrógiros pesados, que se acoplan al campo de Higgs, son los responsables de producir las correcciones radiativas peligrosas a la masa del Higgs.Por lo tanto, una simple extensión del SM con tres neutrinos ν R y el mecanismo de seesaw para generar masas ligeras de neutrinos (llamada aquí SM-seesaw) no es completamente satisfactoria.La introducción de una nueva simetría, llamada supersimetría (SUSY) [39][40][41], suele ser la solución favorita a este problema de la jerarquía.SUSY relaciona fermiones y bosones de tal manera que las nuevas partículas compensan exactamente todas las contribuciones cuadráticas no deseadas a las masas escalares, solucionando el problema de la jerarquía del SM.Por otro lado, esta extensión supersimétrica del SM puede incorporar también el mecanismo de seesaw para generar las masas de los neutrinos satisfactoriamente.Estos modelos SUSY-seesaw no presentan entonces el problema de la jerarquía.El Modelo Estándar Supersimétrico Mínimo (MSSM) es la versión supersimétrica mínima del SM que incorpora un compañero supersimétrico por cada partícula del SM, con la misma masa y mismos números cuánticos pero con una diferencia de spin de media unidad [42][43][44][45][46]. Por tanto, un nuevo compañero bosónico es asignado a cada fermión del SM y, correspondientemente, se añade un nuevo compañero fermiónico a cada bosón del SM.Se llama mínimo porque contiene el mínimo número de supersimetrías posibles (N = 1) y, por lo tanto, el mínimo contenido de partículas supersimétricas.Con la introducción de esta simetría que relaciona bosones y fermiones es posible garantizar que todas las divergencias cuadráticas en las autoenergías escalares se cancelan.Para implementar el mecanismo de seesaw dentro del MSSM, introducimos además tres neutrinos dextrógiros y sus tres supercompañeros correspondientes, los sneutrinos.De manera similar al caso SM-seesaw, dentro de esta versión MSSM-seesaw también podemos acomodar satisfactoriamente los datos experimentales de neutrinos.La ventaja del MSSM-seesaw respecto al SM-seesaw es la ausencia del problema de la jerarquía.Sin embargo, es bien conocido que SUSY no puede ser una simetría exacta del espectro de partículas observado y, por lo tanto, tiene que estar rota en la naturaleza, ya que hasta ahora no se han encontrado partículas supersimétricas en los experimentos [10].Aunque todavía no se conoce bien el mecanismo de ruptura de SUSY, los términos de ruptura de SUSY que aparecen en el lagrangiano deben preservar las buenas propiedades de supersimetría.En concreto, estos términos de ruptura de SUSY tienen que ser suaves [47], de tal manera que la cancelación de 4 Introducción divergencias cuadráticas se dé todavía.Además, deben proporcionar masas apropiadas para las partículas SUSY, para que sean más pesadas que las de sus compañeras del SM.No obstante, debido a la ruptura de SUSY pueden surgir otros problemas.En el escenario más general, uno de los problemas más serios es la existencia de no alineamiento entre las matrices de masa de los fermiones y los sfermiones.En este caso, estas dos matrices no son simultáneamente diagonales en sabor y, en consecuencia, pueden generarse procesos inaceptables que cambian el sabor.Este es el llamado problema supersimétrico del sabor, que ocurre porque el mencionado no alineamiento entre fermiones y sfermiones conduce a nuevas interacciones intergeneracionales a nivel árbol, que puestas en los loops de los procesos que cambian el sabor pueden producir contribuciones grandes, en contradicción con los datos experimentales.La mejor evidencia de supersimetría sería por supuesto el descubrimiento de partículas SUSY en cualquiera de los colisionadores actuales o futuros.Sin embargo, el hecho de que SUSY tiene que estar rota en la naturaleza indica que las masas de las partículas supersimétricas deben ser más pesadas que sus correspondientes compañeras del SM y, de hecho, podrían ser mucho más grandes que las energías alcanzadas en los experimentos.Por tanto, podría ocurrir que algunas de estas partículas fueran demasiado pesadas para ser producidas directamente incluso en los próximos colisionadores como el Gran Colisionador de Hadrones (LHC) del CERN.En este último caso, señales de la existencia de supersimetría se producirían primero vía búsquedas indirectas.Estas posibles búsquedas indirectas de SUSY consisten en investigar las contribuciones de estas partículas a correcciones radiativas en observables que se miden con gran precisión.Comparando las predicciones de estos observables, incluyendo sus correcciones radiativas, con sus valores experimentales, podríamos obtener una señal indirecta de SUSY.Con esta idea en mente, deberíamos buscar correcciones radiativas de observables que incluyen partículas supersimétricas dentro de los loops y que se incrementan respecto de su valor en el SM.Una de las implicaciones fenomenológicas más destacables de los modelos SUSY-seesaw es la predicción de tasas de desintegración considerables de procesos que violan el sabor leptónico (LFV) [48].En estos modelos SUSY-seesaw aparece una nueva fuente de violación del sabor leptónico (LFV) en los elementos de fuera de la diagonal de las matrices de masa de los sleptones y sneutrinos, que pueden generarse radiativamente.Éstos, de hecho, pueden producir un no alineamiento relevante entre las matrices de masa de sleptones y leptones y entre las matr
Author: Ernesto Arganda Carreras
Language: English
Subfield: Nuclear and High Energy Physics
Field: Physics and Astronomy
Domain: Physical Sciences
Open Access status: green
OpenAlex ID: W1593832809