Перегляд вихідного коду сторінки Техніколор (фізика)

{{За межами стандартної моделі|expanded=Теорії}}
Теорії '''техніколору''' є моделями [[фізика|фізики]] [[Фізика за межами Стандартної моделі|за межами Стандартної моделі]], що пояснюють [[Механізм Хіггса|порушення електрослабкої калібрувальної симетрії]], механізм, за допомогою якого [[W і Z бозони]] набувають маси. Ранні теорії техніколору були змодельовані на [[квантова хромодинаміка|квантовій хромодинаміці]] (КХД), на «колірній» теорії [[Сильна взаємодія|сильної ядерної сили]], що надихнуло на таку їхню назву.

Замість введення елементарних [[бозон Хіггса|бозонів Хіггса]] для пояснення явища, моделі техноколору приховують [[електрослабка взаємодія| електрослабку]] симетрію і створюють маси для [[W- і Z-бозони|W- і Z-бозонів]] через динаміку нових [[калібрувальна теорія|калібрувальних взаємодій]]. Хоча ці взаємодії [[Асимптотична свобода|асимптотично вільні]] при дуже високих енергіях, ці взаємодії повинні стати сильними і [[Конфайнмент|обмеженими конфайнментом]] (і, отже, неспостережуваними) при більш низьких енергіях, які були експериментально випробувані. Цей динамічний підхід [[природність (фізика)|натуральний]] і дозволяє уникнути проблем [[Квантова тривіальність|квантової тривіальності]] і [[Проблема калібрувальної ієрархії|проблеми ієрархії]] стандартної моделі.<ref>For a recent introductions to and reviews of technicolor, see:<br/>{{cite journal|author=Christopher T. Hill|author2=Elizabeth H. Simmons|title=Strong Dynamics and Electroweak Symmetry Breaking|journal=Physics Reports|volume=381|issue=4-6|date=2003|pages=235–402|doi=10.1016/S0370-1573(03)00140-6|arxiv=hep-ph/0203079|bibcode = 2003PhR...381..235H }}<br/>{{cite conference|author=Kenneth Lane|title=Two Lectures on Technicolor|conference=l'Ecole de GIF at LAPP, Annecy-le-Vieux, France|date=2002|arxiv=hep-ph/0202255}}<br/>{{cite conference|author=Robert Shrock|title=Some Recent Results on Models of Dynamical Electroweak Symmetry Breaking|conference=International Workshop on Strongly Coupled Gauge Theories|booktitle=Nagoya 2006: The Origin of Mass and Strong Coupling Gauge Theories|editor=M. Tanabashi|editor2=M. Harada|editor3=K. Yamawaki|date=2007|pages=227–241|arxiv=hep-ph/0703050}}<br/>{{cite conference|author=Adam Martin|title=Technicolor Signals at the LHC|conference=The 46th Course at the International School of Subnuclear Physics: Predicted and Totally Unexpected in the Energy Frontier Opened by LHC|date=2008|arxiv=0812.1841}}<br/>{{cite journal|author=Francesco Sannino|title = Conformal Dynamics for TeV Physics and Cosmology|journal= Acta Physica Polonica|arxiv=0911.0931|volume=B40|pages=3533–3745|date=2009|bibcode=2009arXiv0911.0931S}}</ref>

Для того, щоб надати маси [[кварк]]у і [[лептон]]у, техніколор повинен бути «розширений» за допомогою додаткових калібрувальних взаємодій. Зокрема, при моделюванні на КХД, розширений техніколор ускладнюється експериментальними обмеженнями на {{нп|нейтральний потік зміни аромату|||Flavor-changing neutral current}} і {{нп|параметр Пескіна-Такоші|точними електрослабкими вимірюваннями||Peskin–Takeuchi parameter}}. Не відомо, якою може бути динаміка розширеного техніколору.

Багато досліджень техніколору фокусується на вивченні відмінних від КХД сильно взаємодіючих калібрувальних теорій, для того, щоб уникнути деяких з цих проблем. Особливо активною структурою є «блукаючий» техніколор, який демонструє майже [[Конформна теорія поля|конформну]] поведінку, викликану {{нп|інфрачервона фіксована точка|інфрачервоною фіксованою точкою||Infrared fixed point}} з силою трохи більшою, що необхідна для спонтанного порушення [[Хіральність_(фізика)#Хіральна_симетрія|хіральної симетрії]]. Чи можливе блукання і чи призводить воно до узгодження з точними вимірюваннями в електрослабкій взаємодії вивчається за допомогою {{нп|непертурбативних|непертурбативних|en|Non-perturbative}} ґраткових симуляцій.<ref name=lattice>{{cite journal|author=George Fleming|title=Strong Interactions for the LHC|journal=Proceedings of Science|volume=LATTICE 2008|date=2008|page=21|arxiv=0812.2035|bibcode = 2008arXiv0812.2035F }}</ref>

Очікується, що експерименти в [[Великий адронний колайдер|Великому адронному колайдері]] відкриють механізм, відповідальний за порушення електрослабкої симетрії, і буде мати вирішальне значення для визначення того, чи забезпечує структура техніколору правильний опис природи. У [[2012]] році ці експерименти оголосили про відкриття Хіггс-подібного бозона з масою близько [[Електронвольт|{{val|125|ul=ГеВ/c<sup>2</sup>}}]];<ref name=CERN1207>{{cite news |url=http://press.web.cern.ch/press/PressReleases/Releases2012/PR17.12E.html |title=CERN experiments observe particle consistent with long-sought Higgs boson |publisher=CERN press release |date=4 липня 2012 |accessdate=4 липня 2012 |archive-date=2012-07-05 |archive-url=https://web.archive.org/web/20120705215550/http://press.web.cern.ch/press/PressReleases/Releases2012/PR17.12E.html }} {{Webarchive|url=https://web.archive.org/web/20120705215550/http://press.web.cern.ch/press/PressReleases/Releases2012/PR17.12E.html |date=2012-07-05 }}</ref><ref name=CMS1207>{{cite web|url = http://cms.web.cern.ch/news/observation-new-particle-mass-125-gev|title = Observation of a New Particle with a Mass of 125 GeV|first = Lucas|last = Taylor|date = 4 липня 2012|work = CMS Public Web site|publisher = CERN}}</ref><ref name=ATLAS1207>{{cite web |title=Latest Results from ATLAS Higgs Search |publisher=ATLAS |url=http://www.atlas.ch/news/2012/latest-results-from-higgs-search.html |date=4 липня 2012 |accessdate=4 липня 2012 |archiveurl=https://web.archive.org/web/20120707132113/http://www.atlas.ch/news/2012/latest-results-from-higgs-search.html |archivedate=7 липня 2012 |deadurl=yes }}</ref> така частинка не передбачається в загальному моделями техніколору, однак може бути пояснена ними.

== Введення ==
Механізм для порушення [[електрослабка взаємодія|електрослабкої]] [[калібрувальна теорія|калібрувальної симетрії]] в [[Стандартна модель|стандартній моделі]] елементарних частинок залишається невідомим. Порушення повинне бути [[спонтанне порушення симетрії|спонтанним]], а це означає, що основоположна теорія має точну симетрію (рівняння руху містять безмасові поля калібрувальних бозонів), а розв'язки (основний стан і збуджені стани) ні. Зокрема, фізичні [[W- і Z-бозони|''W'' і ''Z'' калібрувальні бозони]] стають масивними. Це явище, в якому ''W'' і ''Z'' бозони також набувають додаткового стану поляризації, називається «механізмом Хіггса». Незважаючи на точне узгодження електрослабкої теорії з експериментами в області енергій, доступними досі, необхідні інгредієнти для порушення симетрії залишаються прихованими, поки не будуть виявлені при більш високих енергіях.

Найпростіший механізм порушення електрослабкої симетрії вводить єдине комплексне поле і передбачає існування [[бозон Хіггса|бозона Хіггса]]. Як правило, бозон Хіггса «неприродний» в тому сенсі, що квантові флуктуації здійснюють поправки до його маси, що збільшують її до настільки високих значень, що він не спроможний грати ту роль для якої він був запроваджений. Якщо стандартна модель не порушується при енергіях, менших за декілька ТеВ, маса бозона Хіггса може залишатися невеликою тільки за допомогою {{нп|тонке налагодження|тонкого налагодження||Fine-tuning}} параметрів.

Техніколор усуває цю проблему висуваючи гіпотезу про нову калібрувальну взаємодію, прив'язану до нових безмасових ферміонів. Ця взаємодія [[асимптотична свобода|асимптотично вільна]] при дуже високих енергіях і стає сильною і обмеженою, коли енергія зменшується до [[Електрослабкий масштаб|електрослабкого масштабу]] 246 ҐеВ. Ці потужні сили спонтанно порушують хіральні симетрії безмасових ферміонів, деякі з яких слабо калібровані як частина стандартної моделі. Це динамічна версія механізму Хіггса. Електрослабка калібрувальна симетрія, таким чином, порушується, створюючи маси для ''W'' і ''Z'' бозонів.

Нова сильна взаємодія передбачає існування цілого ряду нових складених, короткоживучих частинок при енергіях, доступних на [[Великий адронний колайдер]] (ВАК). Ця структура є природною, оскільки немає ніяких елементарних бозонів Хіггса і, отже, немає точного налагодження параметрів. Маси кварків і лептонів також порушують електрослабкі калібрувальні симетрії, тож вони теж повинні виникати спонтанно. Механізм включення цієї функції відомий як розширений техніколор. Техніколор і розширений техніколор стикаються з цілою низкою [[Феноменологія (фізика елементарних частинок)|феноменологічних]] проблем, зокрема, питання {{нп|нейтральний струм зміни аромату|нейтральних струмів зміни аромату||Flavor-changing neutral current}}, {{нп|параметр Пескіна-Такоші|точних електрослабких випробувань||Peskin–Takeuchi parameter}}, і маси [[t-кварк]]а. Моделі техніколору також не передбачають у загальному Хіггс-подібних бозонів, таких легких, як{{val|125|ul=ҐеВ/с2}}; така частинка була виявлена в експериментах на Великому адронному колайдері в 2012 році<ref name=CERN1207 /><ref name=CMS1207 /><ref name=ATLAS1207 />. Деякі з цих проблем можуть бути вирішені за допомогою класу теорій, відомих як блукаючий техніколор.

== Ранній техніколор ==
Техніколор це ім'я, дане теорії порушення електрослабкої симетрії новими сильними калібрувальними взаємодіями, енергетичний масштаб характеристики яких Λ<sub>TC</sub> сам по собі становить слабку шкалу, Λ<sub>TC</sub> ≅ F<sub>EW</sub> ≡ 246 ҐеВ. Основоположним принципом техніколору є «природність»: основні фізичні явища не повинні вимагати тонкого налаштування параметрів в функції Лагранжа, що їх описує. Що являє собою тонке налаштування деякою мірою носить суб'єктивний характер, але теорія елементарних скалярних частинок зазвичай дуже тонко настроєна (хіба що це [[суперсиметрія]]). Квадратична розбіжність в масі скаляру вимагає коригування в частині
<math>\mathcal{O}\left(\frac{M^2_{\mathrm{bare}}}{M^2_{\mathrm{physical}}}\right)</math>, де ''M''<sub>bare</sub>&nbsp;— поріг теорії, енергетичний масштаб, при якому теорія змінюється в якийсь істотний спосіб. У стандартній електрослабкій моделі з ''M''<sub>bare</sub> ∼ 10<sup>15</sup> ҐеВ (масштаб великого об'єднання мас), а також з масою [[бозон Хіггса|бозона Хіггса]] ''M''<sub>physical</sub> = 100—500 ҐеВ, маса налаштована на щонайменше частину 10<sup>25</sup>.

На противагу цьому, природна теорія порушення електрослабкої симетрії є асимптотично вільною каліброваною теорією з ферміонами як єдиними полями матерії. Часто вважається, що калібрувальна група техніколору ''G''<sub>TC</sub> є ''SU''(''N''<sub>TC</sub>). На основі аналогії з квантовою хромодинаміки (КХД), передбачається, що існує один або декілька дублетів безмасових діракових «техніферміонів», що перетворюються векторіально у тому ж {{нп|комплексне подання|комплексному поданні||Complex representation}} з ''G''<sub>TC</sub>, ''T''<sub>iL, R</sub> = (''U''<sub>i</sub>,''D''<sub>i</sub>)<sub>L, R</sub>, ''i'' = 1,2, …, ''N''<sub>f</sub>/2. Таким чином, існує [[Хіральність_(фізика)#Хіральна_симетрія|хіральна симетрія]] цих ферміонів, наприклад, ''SU''(''N''<sub>f</sub>)<sub>L</sub> ⊗ ''SU''(''N''<sub>f</sub>)<sub>R</sub>, якщо всі вони перетворюються згідно з тим же комплексним поданням ''G''<sub>TC</sub>. Продовжуючи аналогію з КХД, біжучий калібрувальний зв'язок α<sub>TC</sub>(μ) викликає спонтанне порушення хіральної симетрії, техніферміони набувають динамічну масу, і число безмасових [[бозон Ґолдстоуна|бозонів Ґолдстоуна]] в результаті. Якщо техніферміони перетворюються під [''SU''(2) ⊗ ''U''(1)]<sub>EW</sub> як лівосторонні дублети і правосторонні [[Синглетний стан|синглети]], три лінійні комбінації цих поєднань бозонів Ґолдстоуна до трьох електрослабких калібрувальних струмів.

У [[1973]] році Джаківа і Джонсон<ref>{{cite journal|author=R. Jackiw|author2=K. Johnson|title=Dynamical Model of Spontaneously Broken Gauge Symmetries|journal=Physical Review|volume=D8|date=1973|issue=8|pages=2386–2398|doi=10.1103/PhysRevD.8.2386|bibcode = 1973PhRvD...8.2386J }}</ref> і Корнвол і Нортон<ref>{{cite journal|author=John M. Cornwall|author2=Richard E. Norton|title=Spontaneous Symmetry Breaking Without Scalar Mesons|journal=Physical Review|volume=D8|date=1973|issue=10|pages=3338–3346|doi=10.1103/PhysRevD.8.3338|bibcode = 1973PhRvD...8.3338C }}</ref> вивчали можливість того, що (невекторна) калібрувальна взаємодія ферміонів може привести до порушення самої себе; тобто досить сильна, щоб сформувати ґолдстоуновський бозон, з'єднаний з калібрувальним струмом. Використовуючи абелеві калібрувальні моделі, вони показали, що, ''якщо'' такий ґолдстоунівський бозон утворюється, він «поглинається» механізмом Хіггса, ставши поздовжньої складовою масивного тепер калібрувального бозона. Технічно, функція поляризації Π(''p''<sup>2</sup>), що з'являється в розмножувачі калібрувальних бозонів, Δ<sub>μν</sub> = (''p''<sub>μ</sub> ''p''<sub>ν</sub>/''p''<sup>2</sup>&nbsp;— ''g''<sub>μν</sub>)/[''p''<sup>2</sup>(1&nbsp;— ''g''<sup>2</sup> Π(''p''<sup>2</sup>))] розвиває полюс ''p''<sup>2</sup> = 0 із залишком ''F''<sup>2</sup>, квадратом константи розпаду бозона Ґолдстоуна, а калібрувальний бозон набуває масу ''M'' ≅ ''g F''. У [[1973]] році Вайнштайн<ref>{{cite journal|author=Marvin Weinstein|title=Conserved Currents, Their Commutators, and the Symmetry Structure of Renormalizable Theories of Electromagnetic, Weak, and Strong Interactions|journal=Physical Review|volume=D8|date=1973|issue=8|pages=2511–2524|doi=10.1103/PhysRevD.8.2511|bibcode = 1973PhRvD...8.2511W }}</ref> показали, що складені бозони, чиї складові ферміони перетворюються в «стандартний» спосіб ''SU''(2) ⊗ ''U''(1) породжують маси слабких бозонів

<math>(1)\qquad M_{W^\pm} = {\frac{1}{2}} gF_{EW} \quad {\rm and} \quad M_Z = {\frac{1}{2}} \sqrt{g^2 + g^{\prime\,2}}F_{EW} \equiv \frac{M_W}{\cos\theta_{W}}\,. </math>

Це стандартномодельне співвідношення досягається за допомогою елементарних бозонів Хіггса в електрослабких дублетах; експериментально перевірено краще, ніж на 1&nbsp;%. Тут,''g'' і ''g''&prime;&nbsp;— ''SU''(2) і ''U''(1) калібрувальні зв'язки та tanθ<sub>W</sub> = ''g''&prime;/''g'' визначає кут слабкого змішування.

Важлива ідея ''нової'' сильної калібрувальної взаємодії безмасових ферміонів в електрослабкій шкалі ''F''<sub>EW</sub>, що спричинює спонтанне порушення глобальної хіральної симетрії, з якої ''SU''(2) ⊗ ''U''(1) підгрупа слабо калібрована, була вперше запропонована в [[1979]] році С. Вайнберґом<ref>{{cite journal|author=Steven Weinberg|title=Implications of dynamical symmetry breaking|journal=Physical Review|volume=D13|date=1976|issue=4|pages=974–996|doi=10.1103/PhysRevD.13.974|bibcode = 1976PhRvD..13..974W }}<br/>{{cite journal|author=S. Weinberg|title=Implications of dynamical symmetry breaking: An addendum|journal=Physical Review|volume=D19|date=1979|issue=4|pages=1277–1280|doi=10.1103/PhysRevD.19.1277|bibcode = 1979PhRvD..19.1277W }}</ref> і Л. Саскіндом<ref>{{cite journal|author=Leonard Susskind|title=Dynamics of spontaneous symmetry breaking in the Weinberg-Salam theory|journal=Physical Review|volume=D20|date=1979|issue=10|pages=2619–2625|doi=10.1103/PhysRevD.20.2619|bibcode = 1979PhRvD..20.2619S }}</ref>. Цей механізм «техніколору» природний у тому плані, що жодного {{нп|тонке налагодження|тонкого налагодження||Fine-tuning}} параметрів не потрібно.

== Розширений техніколор ==
Елементарні [[бозон Хіггса|бозони Хіггса]] виконують ще одну важливу задачу. В [[Стандартна модель|стандартній моделі]], [[кварк]]и і [[лептон]]и обов'язково безмасові, тому що вони перетворюються при ''SU''(2) ⊗ ''U''(1) як лівосторонні дублети і правосторонні синглети. Дублет Хіггса поєднується з цими ферміонами. Коли він розвиває вакуумне середнє значення, він передає це [[електрослабка взаємодія| електрослабке]] порушення до кварків і лептонів, даючи їм свої спостережувані маси. (Загалом, електрослабкі власні стани ферміонів не є масовими власними станами, тому цей процес також викликає матриці змішування, які спостерігаються в зарядженого струму слабких взаємодій.)

У техніколорі, щось ще має генерувати маси кварків і лептонів. Єдина природна можливість, для уникнення введення елементарних скалярів, це збільшити ''G''<sub>TC</sub>, щоб дозволити техніферміонам з'єднуватися у кварки і лептони. Цей зв'язок індукується калібрувальними бозонами розширеної групи. Картина, тоді, виглядає такою, що є велика калібрувальна група «розширеного техніколору» (ВТК) ''G''<sub>ETC</sub> ⊃ ''G''<sub>TC</sub>, в якій техніферміони, кварки, і лептони живуть у тому ж {{нп|представлення групи Лі|представленнях||Representation of a Lie group}}. В одному або більше високих масштабах Λ<sub>ETC</sub>, ''G''<sub>ETC</sub> розщеплюється на ''G''<sub>TC</sub>, і кварки і лептони з'являються як ТК-синглетні ферміони. Коли α<sub>TC</sub>(μ) стає сильною в масштабі Λ<sub>TC</sub> ≅ ''F''<sub>EW</sub>, утворюється [[ферміонний конденсат]] <math>\langle \bar{T}T\rangle_{TC} \cong 4 \pi F_{EW}^3</math>. (Конденсат є [[вакуумне очікування]] від техніферміонної білінійної форми <math>\bar{T}T</math>. Оцінка тут базується на наївному розмірному аналізі кваркового конденсату в [[квантова хромодинаміка|КХД]], що, як очікується, буде коректною принаймні на порядок) Тоді переходи <math>q_L (\mathrm{or}\,\,\ell_L) \rightarrow T_L \rightarrow T_R \rightarrow q_R\,(\mathrm{or}\,\,\ell_R)</math> можуть протікати через техніферміонні динамічні маси через випускання і повторного поглинання РТК-бозонів, маси яких ''M''<sub>ETC</sub> ≅ ''g''<sub>ETC</sub> Λ<sub>ETC</sub> набагато більші за Λ<sub>TC</sub>. Кварки і лептони набувають мас наближено заданих

<math>(2)\qquad m_{q,\ell}(M_{ETC}) \cong \frac{g_{ETC}^2 \langle \bar T T\rangle_{ETC}}{M_{ETC}^2} \cong \frac{4 \pi F _{EW}^3}{\Lambda_{ETC}^2}\,.</math>

Тут <math>\langle \bar T T\rangle_{ETC}</math> є техніферміонний конденсат перенормований в масовому масштабі бозона РТК,

<math>(3)\qquad \langle \bar T T\rangle_{ETC} = \exp{\left(\int_{\Lambda_{TC}}^{M_{ETC}} \frac{d\mu}{\mu}\gamma_m(\mu)\right)}\,\langle \bar T T\rangle_{TC}\,,</math>

де γ<sub>m</sub>(μ)&nbsp;— {{нп|розмірність масштабування|аномальна розмірність||Scaling dimension}} техніферміонної білінійної форми <math>\bar T T</math> в масштабі мкм. Друга оцінка в рівнянні (2) залежить від припущення, що, як відбувається в КХД, α<sub>TC</sub>(μ) стає слабкою, не набагато вище Λ<sub>TC</sub>, так що аномальна розмірність γ<sub>m</sub> of <math>\bar T T</math> там мала. Розширений техніколор був введений в [[1979]] році Дімопулосом і Саскіндом<ref>{{cite journal|author=Savas Dimopoulos|author2=Leonard Susskind|title=Mass without scalars|journal=Nuclear Physics|volume=B155|date=1979|issue=1|pages=237–252|doi=10.1016/0550-3213(79)90364-X|bibcode = 1979NuPhB.155..237D }}</ref>, і Айхтеном і Лейном<ref name=ETC>{{cite journal|author=Estia Eichten|author2=Kenneth Lane|title=Dynamical breaking of weak interaction symmetries|journal=Physics Letters|volume=B90|date=1980|issue=1-2|pages=125–130|doi=10.1016/0370-2693(80)90065-9|bibcode = 1980PhLB...90..125E }}</ref>. Для кварка з масою ''m''<sub>q</sub> ≅ 1 ҐеВ, і з Λ<sub>TC</sub> ≅ 246 ҐеВ, оцінюють Λ<sub>ETC</sub> ≅ 15 ТеВ. Таким чином, якщо припустити, що <math>g^2_{ETC} \gtrsim 1</math>, ''M''<sub>ETC</sub> буде, принаймні, настільки великою.

На додаток до пропозиції РТК для мас кварків і лептонів, Айхтен і Лейн зауважили, що розмір представлень РТК, необхідних для генерації всіх мас кварків і лептонів дозволяє припустити, що там буде більше, ніж один електрослабкий дублет техніферміонів<ref name=ETC />. Якщо так, то буде більше (спонтанно порушених) хіральних симетрій і, отже, більше [[Бозон Ґолдстоуна|бозонів Ґолдстоуна]], ніж використаних механізмом Хіггса. Вони повинні набути масу в силу того факту, що додаткові хіральні симетрій також явно розриваються, через взаємодії стандартної моделі і взаємодії РТК. Ці «псевдоґолдстоунівські бозони» називаються техніпіонами, π<sub>T</sub>. Застосування теореми Дашена<ref>{{cite journal|author=Roger Dashen|title=Chiral SU(3)⊗SU(3) as a Symmetry of the Strong Interactions|journal=Physical Review|volume=183|date=1969|issue=5|pages=1245–1260|doi=10.1103/PhysRev.183.1245|bibcode = 1969PhRv..183.1245D }}<br/>{{cite journal|author=Roger Dashen|title=Some Features of Chiral Symmetry Breaking|journal=Physical Review|volume=D3|date=1971|issue=8|pages=1879–1889|doi=10.1103/PhysRevD.3.1879|bibcode = 1971PhRvD...3.1879D }}</ref> дає таку оцінку для внеску РТК в їхню масу

<math>(4)\qquad F_{EW}^2 M_{\pi T}^2 \cong \frac{g_{ETC}^2 \langle \bar{T}T \bar{T}T\rangle_{ETC}}{M_{ETC}^2} \cong \frac{16\pi^2 F _{EW}^6}{\Lambda_{ETC}^2}\,.</math>

Друге наближення в рівнянні. (4) передбачає, що <math>\langle \bar{T}T \bar{T}T\rangle_{ETC} \cong \langle \bar{T}T\rangle^2_{ETC}</math>. Для ''F''<sub>EW</sub> ≅ Λ<sub>TC</sub> ≅ 246 ҐеВ іΛ<sub>ETC</sub> ≅ 15 ТеВ, цей внесок у ''M''<sub>πT</sub> приблизно дорівнює 50 ҐеВ. Оскільки взаємодії РТК створюють <math>m_{q,\ell}</math> ''і'' поєднання техніпіонів у кварколептонні пари, можна очікувати, що спарювання будуть Хіггсівського типу; тобто приблизно пропорційні масам кварків і лептонів. Це означає, що очікується, що техніпіони розпадаються на найважчі дозволені пари <math>\bar{q}q</math> і <math>\bar{\ell}\ell</math>.

Мабуть, найважливіше обмеження на розробці РТК для генерації мас кварків є те, що РТК взаємодії, ймовірно, щоб спричинюють процеси {{нп|нейтральний струм зміни аромату|нейтрального струму зміни аромату||Flavor-changing neutral current}}, такі як μ → ''e'' γ, ''K''<sub>L</sub> → μ ''e'', і &#124;Δ ''S''&#124; &#61; 2 і &#124;Δ ''B''&#124; &#61; 2 взаємодії, які спричинюють змішування <math>K^0 \leftrightarrow \bar{K}^0</math> і <math>B^0 \leftrightarrow \bar{B}^0</math><ref name=ETC />. Причина полягає в тому, що алгебра струмів РТК бере участь в <math>m_{q,\ell}</math> створенні, що припускає <math>\bar{q}q^\prime</math> і <math>\bar{\ell}\ell^\prime</math> РТК струми, які, будучи записаними в термінах власних станів маси ферміонів, не мають ніяких підстав для збереження аромату. Найсильніше обмеження походить від вимоги, що РТК взаємодії, що виступають посередниками у <math>K \hbox{--} \bar{K}</math> змішуванні, дають менший внесок, ніж стандартна модель. Це передбачає ефективне значення Λ<sub>ETC</sub> більше за 1000 ТеВ. Фактичне значення Λ<sub>ETC</sub> може бути дещо знижена, якщо присутні фактори змішування [[CKM-матриця|CKM]]-подібного кута. Якщо ці взаємодії порушують парність заряду, оскільки вони цілком можуть порушувати, обмеження від ε-параметра є таке, що ефективне значення Λ<sub>ETC</sub> > 10<sup>4</sup> ТеВ. Такі величезні масові масштаби РТК припускають крихітні маси кварків і лептонів, і внески РТК у ''M''<sub>π''T''</sub> не більші декількох ҐеВ, що суперечить пошукам на [[Великий електрон-позитронний колайдер|ВЕП]] π<sub>T</sub> при ''Z''<sup>0</sup>.

Розширений техніколор дуже амбітна пропозиція, що вимагає, щоб маси кварків і лептонів і кути змішувань виникали з експериментально доступних взаємодій. ''Якщо'' існує успішна модель, вона б не тільки передбачила маси і змішування кварків і лептонів (і техніпіонів), вона б пояснила, чому існують три сім'ї кожного з них: вони такі, що вписуються в РТК уявлення про ''q'', <math>\ell</math> and ''T''. Не повинно дивувати, що побудова успішної моделі виявилася дуже важкою.

== Блукаючий техніколор ==
Оскільки маси кварків і лептонів пропорційні білінійному техніферміонному [[ферміонний конденсат|конденсату]], поділеному на масштаб ВТК в квадраті, можна уникнути їхніх крихітних значень, якщо конденсат збільшується понад слабку-α<sub>TC</sub> оцінку в рівнянні (2), <math>\langle\bar{T}T\rangle_{ETC} \cong \langle\bar{T}T \rangle_{TC} \cong 4 \pi F _{EW}^3</math>.

Протягом 1980-х років, кілька динамічних механізмів були розвинені, щоб це зробити. У 1981 році Голдом припустив що, якщо α<sub>TC</sub>(μ) еволюціонує до нетривіальної нерухомої точки в ультрафіолетовій області спектру, з великою додатною {{нп|розмірність масштабування|аномальна розмірність||Scaling dimension}} γ<sub>m</sub> для <math>\bar{T}T</math>, реалістичні маси кварків і лептонів можуть виникнути при Λ<sub>ВТК</sub> досить великій, щоб придушити ВТК-індуковане <math>K \hbox{--} \bar K</math> змішування<ref>{{cite journal|author=Bob Holdom|title=Raising the sideways scale|journal=Physical Review|volume=D24|date=1981|issue=5|pages=1441–1444|doi=10.1103/PhysRevD.24.1441|bibcode = 1981PhRvD..24.1441H }}</ref>. Проте, жоден із прикладів нетривіальної {{нп|ультрафіолетова нерухома точка|ультрафіолетової нерухомої точки||Ultraviolet fixed point}} в чотиривимірній калібрувальній теорії не був побудований. У [[1985]] році Голдом проаналізував теорію техніколору, в якій був передбачений «повільно змінний» α<sub>TC</sub>(μ)<ref>{{cite journal|author=Bob Holdom|title=Techniodor|journal=Physics Letters|volume=B150|date=1985|issue=4|pages=301–305|doi=10.1016/0370-2693(85)91015-9|bibcode = 1985PhLB..150..301H }}</ref>. Він зосередився на відокремленні порушення хіральної симетрії і шкалі [[конфайнмент]]у, але він також зазначив, що така теорія може підвищити <math>\langle \bar{T}T\rangle_{ETC}</math>, і таким чином, дозволити збільшити шкалу ВТК. У 1986 році Акіба і Янаґіда також розглядали підвищення маси кварків і лептонів, просто припускаючи, що α<sub>TC</sub> є постійною і сильною аж до масштабу ВТК<ref>{{cite journal|author=T. Akiba|author2=T. Yanagida|title=Hierarchic chiral condensate|journal=Physics Letters|volume=B169|date=1986|issue=4|pages=432–435|doi=10.1016/0370-2693(86)90385-0|bibcode = 1986PhLB..169..432A }}</ref>. У тому ж році Ямавакі, Бандо і Мацумото знову уявили собі ультрафіолетову нерухому точку в [[асимптотична свобода|асимптотично невільній]] теорії для підвищення техніферміонного конденсату<ref>{{cite journal|author=Koichi Yamawaki|author2=Masako Bando|author3=Ken-iti Matumoto|title=Scale-Invariant Hypercolor Model and a Dilaton|journal=Physical Review Letters|volume=56|date=1986|issue=13|pmid=10032641|pages=1335–1338|doi=10.1103/PhysRevLett.56.1335|bibcode=1986PhRvL..56.1335Y}}</ref>.

У [[1986]] році Аппельквіст, Карабалі і Вієвардгана обговорили збільшення мас ферміонів в асимптотично вільній теорії техніколору з повільним перебігом, або «блуканням», калібрувального зв'язку<ref>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=Dimitra Karabali|author3=L. C. R. Wijewardhana|title=Chiral Hierarchies and Flavor-Changing Neutral Currents in Hypercolor|journal=Physical Review Letters|volume=57|date=1986|issue=8|pmid=10034209|pages=957–960|doi=10.1103/PhysRevLett.57.957|bibcode=1986PhRvL..57..957A}}</ref>. Повільність виникла через екрануючий ефект великого числа техніферміонів з аналізом, проведеним за допомогою двопетльової теорії збурень. У [[1987]] році Аппельквіст і Вієвардгана дослідили цей сценарій блукання глибше<ref>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=L. C. R. Wijewardhana|title=Chiral hierarchies from slowly running couplings in technicolor theories|journal=Physical Review|volume=D36|date=1987|issue=2|pages=568–580|doi=10.1103/PhysRevD.36.568|bibcode = 1987PhRvD..36..568A }}</ref>. Вони взяли аналіз трьох петель, зауваживши, що блукання може привести до збільшення за степеневим законом техніферміонного конденсату, і оцінили маси отриманих в результаті кварків, лептонів і техніпіонів. Зростання конденсату виникає, оскільки відповідна маса техніферміонів зменшується повільно, приблизно за лінійним законом, в залежності від її масштабу перенормування. Це відповідає випадку, коли конденсатна аномальна розмірність γ<sub>m</sub> в рівнянні (3) прямує до одиниці (дивись нижче)<ref name=CohenGeorgi>{{cite journal|author=Andrew Cohen|author2=Howard Georgi|title=Walking beyond the rainbow|journal=Nuclear Physics|volume=B314|date=1989|issue=1|pages=7–24|doi=10.1016/0550-3213(89)90109-0|bibcode = 1989NuPhB.314....7C }}</ref>.
 
У 1990-ті роки, виникло більш чітке розуміння того, що блукання природно описується асимптотично вільними калібрувальними теоріями, що домінують в інфрачервоній області спектра наближеною нерухомою точкою. На відміну від спекулятивної пропозиції ультрафіолетових нерухомих точок, нерухомі точки в інфрачервоному діапазоні, як відомо, існують в асимптотично вільних теоріях, виникаючи при двох петлях в бета-функції за умови, що ферміонне число ''N''<sub>f</sub> є достатньо велике. Це було відомо від першого двопетльового обчислення Козвела в 1974 році<ref>{{cite journal|author=William E. Caswell|title=Asymptotic Behavior of Non-Abelian Gauge Theories to Two-Loop Order|journal=Physical Review Letters|volume=33|date=1974|issue=4|pages=244–246|doi=10.1103/PhysRevLett.33.244|bibcode=1974PhRvL..33..244C}}</ref>. Якщо ''N''<sub>f</sub> близьке до значення <math>\hat{N}_f</math>, при якому асимптотична свобода пропадає, в результаті інфрачервона фіксована точка є слабкою, параметричного порядку <math>\hat{N}_f - N_f</math>, і надійно доступною в теорії збурень. Ця межа слабкою зв'язку була розглянута Банксом і Заксом в 1982 році<ref name="Banks-Zaks">{{cite journal|author=T. Banks|author2=A. Zaks|title=On the phase structure of vector-like gauge theories with massless fermions|journal=Nuclear Physics|volume=B196|date=1982|issue=2|pages=189–204|doi=10.1016/0550-3213(82)90035-9|bibcode = 1982NuPhB.196..189B }}</ref>.

Нерухомої точки зчеплення α<sub>IR</sub> сильнішає, коли ''N''<sub>f</sub> зменшується з <math>\hat{N}_f</math>. Нижче деякого критичного значення ''N''<sub>fc</sub> зв'язок стає досить сильним (> α<sub>χ ''SB''</sub>) для того, щоб спонтанно порушити [[Хіральність_(фізика)#Хіральна_симетрія|хіральну симетрію]] безмасових техніферміонів. Оскільки аналіз повинен, як правило, вийти за рамки двопетльової теорії збурень, означення біжучого зв'язку α<sub>TC</sub>(μ), його значення нерухомої точки α<sub>IR</sub>, і міцність α<sub>χ SB</sub> необхідність порушення хіральної симетрії залежить від конкретної прийнятої схеми перенормування. Для <math>0 < (\alpha_{IR} - \alpha_{\chi SB})/\alpha_{IR} \ll 1</math>; тобто, для ''N''<sub>f</sub> просто нижче ''N''<sub>fc</sub>, розвиток α<sub>TC</sub>(μ) регулюється {{нп|інфрачервона фіксована точка|інфрачервоною фіксованою точкою||Infrared fixed point}}, і вона буде розвиватися повільно (пішки) для цілого ряду імпульсів вище масштабу розриву Λ<sub>TC</sub>. Щоб подолати <math>M_{ETC}^2</math>-придушення мас кварків першого і другого покоління, що беруть участь в <math>K \hbox{--} \bar{K}</math> змішуванні, цей діапазон повинен розширити майже до їхнього масштабу ВТК <math>\mathcal{O}(10^3\hbox{ TeV})</math>. Коен і Джорджі стверджували, що γ<sub>m</sub> &#61; 1 є сигналом спонтанного порушення хіральної симетрії, тобто, що γ<sub>m</sub>(α<sub>χ ''SB''</sub>) &#61; 1.<ref name=CohenGeorgi /> Таким чином, в блуканні-α<sub>TC</sub> регіоні γ<sub>m</sub> ≅ 1 і з рівнянь (2) і (3) маси легких кварків збільшуються приблизно на ''M''<sub>ETC</sub>/Λ<sub>TC</sub>.

Ідея, що α<sub>TC</sub>(μ) блукає для великого діапазону моментів, коли α<sub>IR</sub> лежить просто над α<sub>χ ''SB''</sub>, була запропонована Лейном і Раманою<ref name=LaneRamana>{{cite journal|author=Kenneth Lane|author2=M. V. Ramana|title=Walking technicolor signatures at hadron colliders|journal=Physical Review|volume=D44|date=1991|issue=9|pages=2678–2700|doi=10.1103/PhysRevD.44.2678|bibcode = 1991PhRvD..44.2678L }}</ref>. Вони зробили явну модель, обговорювали блукання, що розгорнулося, і використовували його в їхньому обговоренні феноменології блукаючого техніколору на адронних коллайдерах. Ця ідея була розроблена доволі докладно Аппельквістом, Тернінґом і Вієвардганою<ref name=ATW>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=John Terning|author3=L. C. R. Wijewardhana|title=Postmodern Technicolor|journal=Physical Review Letters|volume=79|issue=15|date=1997|pages=2767–2770|doi=10.1103/PhysRevLett.79.2767|arxiv=hep-ph/9706238|bibcode=1997PhRvL..79.2767A}}</ref>. Поєднання пертурбативного обчислення інфрачервоної нерухомої точки з апроксимацією α<sub>χ ''SB''</sub>, заснованою на [[рівняння Швінгера|рівнянні Швінгера]], вони оцінили критичне значення ''N''<sub>fc</sub> і досліджили отриману [[електрослабка взаємодія| електрослабку]] фізику. З 1990-х років, більшість обговорень блукаючого техніколору знаходяться в рамках теорій, що припускають домінування наближеної нерухомої точки в інфрачервоній області спектра. Різні моделі були вивчені, деякі з техніферміонами в [[Фундаментальне представлення|фундаментальному поданні]] калібрувальної групи і деякі з більш високими уявленнями<ref name=LaneEichten>{{cite journal|author=Kenneth Lane|author2=Estia Eichten|title=Two-scale technicolor|journal=Physics Letters|volume=B222|date=1989|issue=2|pages=274–280|doi=10.1016/0370-2693(89)91265-3|bibcode = 1989PhLB..222..274L }}</ref><ref name="Sannino-Tuominen">{{cite journal|author=Francesco Sannino|author2=Kimmo Tuominen|title=Orientifold theory dynamics and symmetry breaking|journal=Physical Review|volume=D71|issue=5|date=2005|page=051901|doi=10.1103/PhysRevD.71.051901|arxiv=hep-ph/0405209|bibcode = 2005PhRvD..71e1901S }}</ref><ref name="Sannino-lots">{{cite journal|author= Dennis D. Dietrich|author2= Francesco Sannino|author3= Kimmo Tuominen|title=Light composite Higgs boson from higher representations versus electroweak precision measurements: Predictions for CERN LHC|journal=Physical Review|volume=D72|issue= 5|date=2005|page=055001|doi=10.1103/PhysRevD.72.055001|arxiv=hep-ph/0505059|bibcode = 2005PhRvD..72e5001D }}<br/>{{cite journal|author=Dennis D. Dietrich|author2=Francesco Sannino|author3=Kimmo Tuominen|title=Light composite Higgs and precision electroweak measurements on the Z resonance: An update|journal=Physical Review|volume=D73|issue=3|date=2006|page=037701|doi=10.1103/PhysRevD.73.037701|arxiv=hep-ph/0510217|bibcode = 2006PhRvD..73c7701D }}<br/>{{cite journal|author= Dennis D. Dietrich|author2= Francesco Sannino|title=Conformal window of SU(N) gauge theories with fermions in higher dimensional representations|journal=Physical Review|volume=D75|issue= 8|date=2007|page=085018|doi=10.1103/PhysRevD.75.085018|arxiv=hep-ph/0611341|bibcode = 2007PhRvD..75h5018D }}<br/>{{cite journal|author=Thomas A. Ryttov|author2=Francesco Sannino|title=Conformal windows of SU(N) gauge theories, higher dimensional representations, and the size of the unparticle world|journal=Physical Review|volume=D76|issue=10|date=2007|page=105004|doi=10.1103/PhysRevD.76.105004|arxiv=0707.3166|bibcode = 2007PhRvD..76j5004R }}<br/>{{cite journal|author=Thomas A. Ryttov|author2=Francesco Sannino|title=Supersymmetry inspired QCD beta function|journal=Physical Review|volume=D78|issue=6|date=2008|page=065001|doi=10.1103/PhysRevD.78.065001|arxiv=0711.3745|bibcode = 2008PhRvD..78f5001R }}</ref>.

Можливість того, що техніколірний конденсат на збільшити за межі, обговорені в літературі про блукання, розглядалася також недавно Люті і Окуї під назвою «конформного техніколору»<ref>{{cite journal|author=Markus A. Luty|author2=Takemichi Okui|title=Conformal technicolor|journal=Journal of High Energy Physics|volume=0609|issue=09|date=2006|page=070|doi=10.1088/1126-6708/2006/09/070|arxiv=hep-ph/0409274|bibcode = 2006JHEP...09..070L }}<br/>{{cite journal|author=Markus A. Luty|title=Strong conformal dynamics at the LHC and on the lattice|journal=Journal of High Energy Physics|volume=0904|issue=04|date=2009|page=050|doi=10.1088/1126-6708/2009/04/050|arxiv=0806.1235|bibcode = 2009JHEP...04..050L }}<br/>{{cite journal|author=Jared A. Evans|author2=Jamison Galloway|author3=Markus A. Luty|author4=Ruggero Altair Tacchi|title=Minimal conformal technicolor and precision electroweak tests| journal=Journal of High Energy Physics|volume=1010|issue=10|date=2010|page=086|doi=10.1007/JHEP10(2010)086|arxiv=1001.1361|bibcode = 2010JHEP...10..086E }}</ref>. Вони представляють інфрачервону стійку нерухому точку, але з дуже великою {{нп|розмірність масштабування|аномальною розмірністю||Scaling dimension}} оператора <math>\bar{T}T</math>. Ще не з'ясовано, чи можна це реалізовати, наприклад, в класі теорій, які в даний час вивчаються, з використанням методів решітки.

=== Маса t-кварка ===
Вдосконалення блукання, описане вище, може бути недостатньо для створення вимірюваної маси [[t-кварк]]а, навіть для масштабу ВТК настільки малого, як декілька ТеВ. Проте, ця задача може бути вирішена, якщо ефективне зчеплення з чотирма техніферміонами, що з'являється в результаті обміну калібрувального бозону ВТК, є сильним і налаштоване трохи вище критичного значення<ref>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=T. Takeuchi|author3=Martin Einhorn|author4=L. C. R. Wijewardhana|title=Higher mass scales and mass hierarchies|journal=Physics Letters|volume=B220|date=1989|issue=1-2|pages=223–228|doi=10.1016/0370-2693(89)90041-5|bibcode = 1989PhLB..220..223A }}</ref>. Аналіз цієї сильної ВТК можливості аналогічний до аналізу {{нп|модель Намбу-Йона-Лазініо|моделі Намбу-Йона-Лазініо||Nambu–Jona-Lasinio model}} з додатковою (техніколірною) каліброваною взаємодією. Маси техніферміонів малі в порівнянні з шкалою ВТК (відсікання ефективної теорії), але майже постійні поза межами цієї шкали, що призводить до великої маси т-кварку. Жодна повністю реалістична ВТК теорія для всіх мас кварків досі не розроблена із включенням цих ідей. Пов'язане з цим дослідження було проведено Міранським і Ямавакі<ref>{{cite journal|author=V. A. Miransky|author2=K. Yamawaki|title=On Gauge Theories with Additional Four Fermion Interaction|journal=Modern Physics Letters|volume=A4|date=1989|issue=2|pages=129–135|doi=10.1142/S0217732389000186|bibcode = 1989MPLA....4..129M }}</ref>. Проблема такого підходу полягає в тому, що вона включає в себе певний рівень параметра {{нп|тонке налагодження|тонкого налагодження||Fine-tuning}}, що конфліктує з керівним принципом природності техніколору.

І, нарешті, слід зазначити, що існує велике тіло тісно пов'язаної роботи, в якому ВТК не генерує ''m''<sub>t</sub>. До них належать {{нп|топкварковий конденсат|||Top quark condensate}}<ref>{{cite conference|author=Y. Nambu|title=BCS mechanism, quasi supersymmetry, and fermion masses|conference=XI International Symposium on Elementary Particle Physics|booktitle=Proceedings of the Kazimierz 1988 Conference on New Theories in Physics|editor=Z. Adjduk|editor2=S. Pokorski|editor3=A. Trautman|date=1989|pages=406–415}}<br/>{{cite journal|author=V. A. Miransky|author2=Masaharu Tanabashi|author3=Koichi Yamawaki|title=Is the t Quark Responsible for the Mass of W and Z Bosons?|journal=Modern Physics Letters|volume=A4|date=1989|issue=11|pages=1043–1053|doi=10.1142/S0217732389001210|bibcode = 1989MPLA....4.1043M }}<br/>{{cite journal|author=V. A. Miransky|author2=Masaharu Tanabashi|author3=Koichi Yamawaki|title=Dynamical electroweak symmetry breaking with large anomalous dimension and t quark condensate|journal=Physics Letters|volume=B221|date=1989|issue=2|pages=177–183|doi=10.1016/0370-2693(89)91494-9|bibcode = 1989PhLB..221..177M }}<br/>{{cite journal|author=William A. Bardeen|author2=Christopher T. Hill|author3=Manfred Lindner|title=Minimal dynamical symmetry breaking of the standard model|journal=Physical Review|volume=D41|date=1990|issue=5|pages=1647–1660|doi=10.1103/PhysRevD.41.1647|bibcode = 1990PhRvD..41.1647B }}</ref>, {{нп|топ-колір|||Topcolor}} і топ-колір-допоміжні моделі техніколору<ref>{{cite journal|author=Christopher T. Hill|title=Topcolor: top quark condensation in a gauge extension of the standard model|journal=Physics Letters|volume=B266|date=1991|issue=3-4|pages=419–424|doi=10.1016/0370-2693(91)91061-Y|bibcode = 1991PhLB..266..419H }}<br/>{{cite journal|author=Christopher T. Hill|title=Topcolor assisted technicolor|journal=Physics Letters|volume=B345|date=1995|issue=4|pages=483–489|doi=10.1016/0370-2693(94)01660-5|arxiv = hep-ph/9411426 |bibcode = 1995PhLB..345..483H }}</ref>, в яких нові сильні взаємодії приписуються t-кварку та іншим ферміонам третього покоління. Як і в разі сценарію сильної ВТК, описаного вище, всі ці пропозиції включають значну ступінь тонкого налаштування калібрувальних зчеплень.

== Техніколір на решітці ==
{{нп|Решітчаста калібрувальна теорія|||Lattice gauge theory}}&nbsp;— це непертубативний метод (без збурень), застосовний до сильно взаємодіючих техніколірних теорій, що дозволяє дослідження з перших принципів блукаючої і конформної динаміки. У 2007 році, Катерал і Саніно використовували решітчасту калібрувальну теорію для вивчення ''SU''(2) калібрувальних теорій з двома ароматами діракових ферміонов в симетричному поданні<ref>{{cite journal|author=Simon Catterall|author2=Francesco Sannino|title=Minimal Walking on the Lattice|journal=Physical Review|volume=D76|issue=3|date=2007|page=034504|doi=10.1103/PhysRevD.76.034504|arxiv= 0705.1664|bibcode = 2007PhRvD..76c4504C }}</ref>, знаходячи докази конформності, що було підтверджено подальшими дослідженнями<ref>{{cite journal|author=Simon Catterall|author2=Joel Giedt|author3=Francesco Sannino|author4=Joe Schneible|title=Phase diagram of SU(2) with 2 flavors of dynamical adjoint quarks|journal=Journal of High Energy Physics|volume=0811|issue=11|date=2008|page=009|doi=10.1088/1126-6708/2008/11/009|arxiv=0807.0792|bibcode = 2008JHEP...11..009C }}<br/>{{cite journal|author=Ari J. Hietanen|author2=Kari Rummukainen|author3=Kimmo Tuominen|title=Evolution of the coupling constant in SU(2) lattice gauge theory with two adjoint fermions|journal=Physical Review|volume=D80|issue=9|date=2009|page=094504|doi=10.1103/PhysRevD.80.094504|arxiv=0904.0864|bibcode = 2009PhRvD..80i4504H }}</ref>.

Станом на [[2010]] рік ситуація для ''SU''(3) калібрувальної теорії з ферміонами в фундаментальному поданні не настільки чітка. У 2007 році Апельквіст, Флемінг і Нейл зробили офіційне повідомлення з доказами того, що нетривіальна інфрачервона фіксована точка розвивається в таких теоріях, коли є дванадцять ароматів, але не тоді, коли є вісім<ref>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=George T. Fleming|author3=Ethan T. Neil|title=Lattice Study of the Conformal Window in QCD-like Theories|journal=Physical Review Letters|volume=100|date=2008|issue=17|pmid=18518277|page=171607|doi=10.1103/PhysRevLett.100.171607|arxiv=0712.0609|bibcode=2008PhRvL.100q1607A}}</ref>. У той час як деякі подальші дослідження підтвердили ці результати, інші подали звіт про різні висновки, в залежності від використаних решітчастих методів, і досі немає консенсусу з цього питання<ref>{{cite journal|author=Albert Deuzeman|author2=Maria Paola Lombardo|author3=Elisabetta Pallante|title=The physics of eight flavours|journal=Physics Letters|volume=B670|issue=1|date=2008|pages=41–48|doi=10.1016/j.physletb.2008.10.039|arxiv=0804.2905|bibcode = 2008PhLB..670...41D }}<br/>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=George T. Fleming|author3=Ethan T. Neil|title=Lattice study of conformal behavior in SU(3) Yang-Mills theories|journal=Physical Review|volume=D79|issue=7|date=2009|page=076010|doi=10.1103/PhysRevD.79.076010|arxiv=0901.3766|bibcode = 2009PhRvD..79g6010A }}<br/>{{cite journal|author=Erek Bilgici|display-authors=etal|title=New scheme for the running coupling constant in gauge theories using Wilson loops|journal=Physical Review|volume=D80|issue=3|date=2009|page=034507|doi=10.1103/PhysRevD.80.034507|arxiv=0902.3768|bibcode = 2009PhRvD..80c4507B }}<br/>{{cite journal|author=Xiao-Yong Jin|author2=Robert D. Mawhinney|title=Lattice QCD with 8 and 12 degenerate quark flavors|journal=Proceedings of Science|volume=LAT2009|date=2009|page=049|url=http://pos.sissa.it/archive/conferences/091/049/LAT2009_049.pdf}}<br/>{{cite journal|display-authors=4|author=Zoltan Fodor|author2=Kieran Holland|author3=Julius Kuti| author4=Daniel Nogradi|author5=Chris Schroeder|title=Chiral symmetry breaking in nearly conformal gauge theories|journal=Proceedings of Science|volume=LAT2009|date=2009|page=058|url=http://pos.sissa.it/archive/conferences/091/058/LAT2009_058.pdf|bibcode=2009arXiv0911.2463F|arxiv=0911.2463}}<br/>{{cite journal|author=Anna Hasenfratz|title= Conformal or Walking? Monte Carlo renormalization group studies of SU(3) gauge models with fundamental fermions|journal=Physical Review|volume=D82|issue=1|date=2010|page=014506|doi=10.1103/PhysRevD.82.014506|arxiv=1004.1004|bibcode = 2010PhRvD..82a4506H }}</ref>.

Подальші дослідження кристалічної решітки досліджували ці питання, а також розглядали наслідки цих теорій для {{нп|параметр Пескіна-Такоші|точних електрослабких вимірювань||Peskin–Takeuchi parameter}}, що проводяться декількома дослідницькими групами.<ref>{{cite journal|author=Thomas DeGrand|author2=Yigal Shamir|author3=Benjamin Svetitsky|title=Phase structure of SU(3) gauge theory with two flavors of symmetric-representation fermions|journal=Physical Review|volume=D79|issue=3|date=2009|page=034501|doi=10.1103/PhysRevD.79.034501|arxiv=0812.1427|bibcode = 2009PhRvD..79c4501D }}<br/>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|display-authors=etal|title=Toward TeV Conformality|journal=Physical Review Letters|volume=104|issue=7|date=2009|page=071601|pmid=20366870|doi=10.1103/PhysRevLett.104.071601|arxiv=0910.2224|bibcode=2010PhRvL.104g1601A}}</ref>
.

== Феноменологія техніколору ==
Будь-яка теорія для фізики за межами [[Стандартна модель|стандартної моделі]] повинна відповідати вимірюванням точності електрослабких параметрів. Повинні бути вивчені також її наслідки для фізики в рамках вже існуючих і майбутніх адронних коллайдерів високих енергій і для темної матерії Всесвіту.

=== Тести електрослабкої точності ===
У 1990 році феноменологічні {{нп|параметр Пескіна-Такоші|параметри ''S'', ''T'' і ''U''||Peskin–Takeuchi parameter}} були введені Пескіном і Такочі для квантування внесків до радіаційних поправок з фізики за межами стандартної моделі.<ref name=PesTak>{{cite journal|author=Michael E. Peskin|author2=Tatsu Takeuchi|title=New constraint on a strongly interacting Higgs sector|journal=Physical Review Letters|volume=65|date=1990|issue=8|pmid=10043071|pages=964–967|doi=10.1103/PhysRevLett.65.964|bibcode=1990PhRvL..65..964P}}<br/>{{cite journal|author=Michael E. Peskin|author2=Tatsu Takeuchi|title=Estimation of oblique electroweak corrections|journal=Physical Review|volume=D46|date=1992|issue=1|pages=381–409|doi=10.1103/PhysRevD.46.381|bibcode = 1992PhRvD..46..381P }}</ref> Вони мають простий зв'язок з параметрами електрослабого кірального лагранжіана.<ref>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=Claude Bernard|title=Strongly interacting Higgs bosons|journal=Physical Review|volume=D22|date=1980|issue=1|pages=200–213|doi=10.1103/PhysRevD.22.200|bibcode = 1980PhRvD..22..200A }}</ref><ref>{{cite journal|author=Anthony C. Longhitano|title=Heavy Higgs bosons in the Weinberg-Salam model|journal=Physical Review|volume=D22|date=1980|issue=5|pages=1166–1175|doi=10.1103/PhysRevD.22.1166|bibcode = 1980PhRvD..22.1166L }}<br/>{{cite journal|author=Anthony C. Longhitano|title=Low-energy impact of a heavy Higgs boson sector|journal=Nuclear Physics|volume=B188|date=1981|issue=1|pages=118–154|doi=10.1016/0550-3213(81)90109-7|bibcode = 1981NuPhB.188..118L }}</ref> Аналіз Пескін-Такеучі був обґрунтований на загальному формалізмі для слабких радіаційних поправок, розробленому Кеннеді, Лінном, Пескіном і Стюартом<ref>{{cite conference|author=B. W. Lynn|author2=Michael Edward Peskin|author3=R. G. Stuart|title=Radiative Corrections in SU(2) x U(1): LEP / SLC|conference=Second Conference on Tests of Electroweak Theories, Trieste, Italy, 10–12 June 1985|booktitle=Tests of electroweak theories: polarized processes and other phenomena|editor=Bryan W. Lynn|editor2=Claudio Verzegnassi|date=1985|page=213}}<br/>{{cite journal|author=D. C. Kennedy|author2=B. W. Lynn|title=Electroweak radiative corrections with an effective lagrangian: Four-fermions processes|journal=Nuclear Physics|volume=B322|date=1989|issue=1|pages=1–54|doi=10.1016/0550-3213(89)90483-5|bibcode = 1989NuPhB.322....1K }}</ref>, і альтернативні формулювання також існують.<ref name=GoldenRandall>{{cite journal|author=Mitchell Golden|author2=Lisa Randall|title=Radiative corrections to electroweak parameters in technicolor theories|journal=Nuclear Physics|volume=B361|date=1991|issue=1|pages=3–23|doi=10.1016/0550-3213(91)90614-4|bibcode = 1991NuPhB.361....3G }}<br/>{{cite journal|author=B. Holdom|author2=J. Terning|title=Large corrections to electroweak parameters in technicolor theories|journal=Physics Letters|volume=B247|date=1990|issue=1|pages=88–92|doi=10.1016/0370-2693(90)91054-F|bibcode = 1990PhLB..247...88H }}<br/>{{cite journal|author=G. Altarelli|author2=R. Barbieri|author3=S. Jadach|title=Toward a model-independent analysis of electroweak data|journal=Nuclear Physics|volume=B369|date=1992|issue=1-2|pages=3–32|doi=10.1016/0550-3213(92)90376-M|bibcode = 1992NuPhB.369....3A }}</ref>

''S'', ''T'', і ''U''-параметри описують поправки до розмножувачів електрослабих калібрувальних бозонів з фізики [[Фізика за межами Стандартної моделі|за межами стандартної моделі]]. Їх можна записати в термінах поляризаційних функцій електрослабих струмів і їхнього спектрального подання наступним чином:

<math>\begin{align}
(5)\qquad S &= 16\pi \frac{d}{d q^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^3_V(m^2) - \sigma^3_A(m^2)\right]^{\mathbf{new}};\\
(6)\qquad T &= \frac{16\pi}{M^2_Z \sin^2 2\theta_W}\; \left[\Pi_{11}^{\mathbf{new}}(0) - \Pi_{33}^{\mathbf{new}}(0) \right]\\
&= \frac{4\pi}{M^2_Z \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} </math>

де тільки нові, позастандартні моделі фізики включені. Величини розраховуються по відношенню до мінімальної стандартної моделі з деякою обраною встановленою масою [[бозон Хіггса|бозона Хіггса]], взятої в межах від експериментальної нижньої межі 117 ГеВ до 1000 ГеВ, де його ширина стає дуже великою.<ref name=RPP>{{cite journal|author=Particle Data Group (C. Amsler ''et al.'')|title=Review of Particle Physics|journal=Physics Letters|volume=B667|issue=1-5|date=2008|page=1|doi=10.1016/j.physletb.2008.07.018|url=http://pdg.lbl.gov|bibcode=2008PhLB..667....1P}}</ref> Для тогоб щоб ці параметри описали домінуючі поправки до стандартної моделі, масштаб мас нової фізики повинен бути набагато більшим, ніж ''M''<sub>W</sub> і ''M''<sub>Z</sub> і зв'язок [[кварк]]ів і [[лептон]]ів для нових частинок повинен бути придушений в порівнянні з їхнім зв'язком із калібрувальними бозонами. Така-от справа з техніколором настільки, наскільки найлегші технівекторні мезони ρ<sub>T</sub> and ''a''<sub>T</sub> важчі за 200—300 ГеВ. ''S''-параметр чутливий до всіх нових теорій фізики на масштабі ТеВ, в той час як ''T'' є мірою ефектів порушення слабкого ізоспіну. ''U''-параметр, як правило, не корисний; більшість теорій нової фізики, в тому числі теорій техніколору, дають незначні внески до нього.

''S'' і ''T''-параметри визначаються глобальною підгонкою до експериментальних даних, включаючи ''Z''-полюсні дані з [[Великий електрон-позитронний колайдер|ВЕП]] в [[CERN]]і, топ-кварка і '' W ''&nbsp;— вимірювання маси топ-кварка і ''W''-бозона у Fermilab і вимірюваними рівнями порушення атомної парності. Отримані оцінки за цими параметрами наведено в огляді властивостей частинок.<ref name=RPP /> Припускаючи, що ''U'' = 0, ''S'' і ''T'' параметри малі і, насправді, узгоджуються з нулем:

<math>(7)\qquad\begin{align}
S &= -0.04 \pm 0.09\,(-0.07), \\
T &= 0.02 \pm 0.09\,( +0.09), 
\end{align}</math>

де центральне значення відповідає масі бозона Хіггса 117 ГеВ і поправка до центрального значенням подана в дужках, коли маса бозона Хіггса збільшується до 300 ГеВ. Ці значення задають жорсткі обмеження на теорії поза стандартною моделлю&nbsp;— коли відповідні поправки можуть бути надійно обчислені.

''S''-параметр оцінений у [[квантова хромодинаміка|КХД]]-подібні теорії техніколору значно більший, ніж експериментально дозволене значення<ref name=PesTak /><ref name=GoldenRandall />. Розрахунок був зроблений в припущенні, що спектральний інтеграл для ''S'' обмежений найлегшими ρ<sub>T</sub> і ''a''<sub>T</sub> резонансами, або шляхом масштабування ефективних параметрів лагранжіану з КХД. У блукаючому техніколорі, однак, фізика в масштабі ТеВ і більше, повинна дуже відрізнятися від КХД-подібних теорій. Зокрема, векторні і аксіально-векторні спектральні функції не можуть бути обмежені тільки найнижчими резонансами.<ref>{{cite conference|author=Kenneth Lane|title=An introduction to technicolor|conference=Theoretical Advanced Study Institute (TASI 93) in Elementary Particle Physics: The Building Blocks of Creation - From Microfermis to Megaparsecs, Boulder, Colorado, 6 June - 2 July 1993|booktitle=Boulder 1993 Proceedings: The building blocks of creation|editor=K. T. Mahantappa|date=1994|pages=381–408|arxiv=hep-ph/9401324}}<br/>{{cite conference|author=Kenneth Lane|title=Technicolor and precision tests of the electroweak interactions|conference=27th International Conference on High Energy Physics ([[Міжнародна конференція з фізики високих енергій|ICHEP]]), Glasgow, Scotland, 20–27 July 1994|booktitle=High energy physics: Proceedings|editor=P. J. Bussey|editor2=I. G. Knowles|date=1995|volume=II|page=543|arxiv=hep-ph/9409304}}</ref> Невідомо, чи більш високоенергетичні внески в <math>\sigma_{V,A}^3</math> є вежа таких, що можна ідентифікувати, ρ<sub>T</sub> і ''a''<sub>T</sub> станів або гладкий континуум. Було висловлено припущення, що ρ<sub>T</sub> і ''a''<sub>T</sub> партнери могли б бути більш майже виродженим в блукаючих теоріях (приблизний паритет подвоєння), зменшуючи їхній вклад в ''S''<ref>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=Francesco Sannino|title=Physical spectrum of conformal SU(N) gauge theories|journal=Physical Review|volume=D59|issue=6|date=1999|page=067702|doi=10.1103/PhysRevD.59.067702|arxiv=hep-ph/9806409|bibcode = 1999PhRvD..59f7702A }}<br/>{{cite journal|author=Johannes Hirn|author2=Verónica Sanz|title=Negative S Parameter from Holographic Technicolor|journal=Physical Review Letters|volume=97|date=2006|issue=12|pmid=17025952|page=121803|doi=10.1103/PhysRevLett.97.121803|arxiv=hep-ph/0606086|bibcode=2006PhRvL..97l1803H}}<br/>{{cite journal|display-authors=4|author=R. Casalbuoni|author2=D. Dominici|author3=A. Deandrea| author4=R. Gatto|author5=S. De Curtis|author6=M. Grazzini|title=Low energy strong electroweak sector with decoupling|journal=Physical Review|volume=D53|issue=9|date=1996|pages=5201–5221|doi=10.1103/PhysRevD.53.5201|arxiv=hep-ph/9510431|bibcode = 1996PhRvD..53.5201C }}</ref>. {{нп|Решітчаста калібрувальна теорія|Решітчасті||Lattice gauge theory}} розрахунки ведуться або плануються, щоб перевірити ці ідеї і отримати достовірні оцінки ''S'' в блукаючих теоріях<ref name=lattice /><ref>[http://www.yale.edu/LSD Lattice Strong Dynamics Collaboration].</ref>.

Обмеження на ''T''-параметр являє собою проблему для генерації маси топ-кварка в рамках розширеного техніколору. Посилення від блуквання може дозволити масштабу асоційованого розширеного техніколору бути настільки ж великим, як декілька ТеВ<ref name=ATW />, однак, оскільки РТК взаємодії повинні сильно порушувати слабкий ізоспін, щоб забезпечити велике розділення маси топ-ботом, вклад параметра ''T''<ref>{{cite journal|author=Thomas Appelquist|author2=Mark J. Bowick|author3=Eugene Cohler|author4=Avi I. Hauser|title=Breaking of isospin symmetry in theories with a dynamical Higgs mechanism|journal=Physical Review|volume=D31|date=1985|issue=7|pages=1676–1684|doi=10.1103/PhysRevD.31.1676|bibcode = 1985PhRvD..31.1676A }}<br/>{{cite journal|author=R. S. Chivukula|author2=B. A. Dobrescu|author3=J. Terning|title=Isospin breaking and fine-tuning in top-color assisted technicolor|journal=Physics Letters|volume=B353|issue=2-3|date=1995|pages=289–284|doi=10.1016/0370-2693(95)00569-7|arxiv=hep-ph/9503203|bibcode = 1995PhLB..353..289C }}</ref> а також темп для розпаду <math>Z^0 \rightarrow \bar{b}b</math>,<ref>{{cite journal|author=R. Sekhar Chivukula|author2=Stephen B. Selipsky|author3=Elizabeth H. Simmons|title=Nonoblique effects in the Zbb¯ vertex from extended technicolor dynamics|journal=Physical Review Letters|volume=69|date=1992|issue=4|pmid=10046976|pages=575–577|doi=10.1103/PhysRevLett.69.575|arxiv=hep-ph/9204214|bibcode=1992PhRvL..69..575C}}<br/>{{cite journal|author=Elizabeth H. Simmons|author2=R.S. Chivukula|author3=J. Terning|title=Testing extended technicolor with R(b)|journal=Progress of Theoretical Physics Supplement|volume=123|date=1996|pages=87–96|doi=10.1143/PTPS.123.87|arxiv=hep-ph/9509392|bibcode = 1996PThPS.123...87S }}</ref>, може бути занадто великим.

=== Феноменологія адронного колайдера ===
Ранні дослідження в цілому припускали існування тільки одного [[електрослабка взаємодія|електрослабкого]] дублету техніферміонов, або одного техні-сім'ї, включаючи один дублет кожного з кольоро-триплетних технікварків і кольоро-синглетних технілептонів (чотири електрослабкої дублети загалом)<ref>{{cite journal|author=E. Eichten|author2=I. Hinchliffe|author3=K. Lane|author4=C. Quigg|title=Supercollider physics|journal=Reviews of Modern Physics|volume=56|date=1984|issue=4|pages=579–707|doi=10.1103/RevModPhys.56.579|bibcode=1984RvMP...56..579E}}<br/>{{cite journal|author=E. Eichten|author2=I. Hinchliffe|author3=K. Lane|author4=C. Quigg|title=Erratum: Supercollider physics|journal=Reviews of Modern Physics|volume=58|date=1986|issue=4|pages=1065–1073|doi=10.1103/RevModPhys.58.1065|bibcode=1986RvMP...58.1065E}}</ref>. Кількість ''N<sub>D</sub>'' електрослабкої дублетів визначає константу розпаду ''F'', необхідну для визначення правильного [[Електрослабкий масштаб|електрослабкого масштабу]], оскільки ''F'' = ''F''<sub>EW</sub>/{{radical|''N<sub>D</sub>''}} = 246 GeV/{{radical|''N<sub>D</sub>''}}. В мінімальній однодублетній моделі три [[Бозон Ґолдстоуна|ґолдстоунівські бозони]] (техніпіони, π<sub>T</sub>) мають константу розпаду ''F'' = ''F''<sub>EW</sub> = 246 ГеВ і поглинаються електрослабкими калібрувальними бозонами. Найдоступніший сигнал для колайдера через <math>\bar{q}q</math> анігіляцію в адронному колайдері одно[[спін]]ових <math>\rho_T^{\pm,0}</math>, і подальший їхній розпад в пару поздовжньо поляризованих слабких бозонів, <math>W_L^\pm Z_L^0</math> і <math>W_L^+ W_L^-</math>. При очікуваній масі 1.5–2.0 ТеВ і похибки 300—400 ГеВ, такі ρ<sub>T</sub>'s було б важко виявити на великому адронному колайдері. Односімейна модель має велику кількість фізичних техніпіонів, з ''F'' = ''F''<sub>EW</sub>/{{radical|4}} = 123 ГеВ<ref>{{cite journal|author=E. Farhi|author2=L. Susskind|title=Grand unified theory with heavy color|journal=Physical Review|volume=D20|date=1979|issue=12|pages=3404–3411|doi=10.1103/PhysRevD.20.3404|bibcode = 1979PhRvD..20.3404F }}</ref>. Існує колекція відповідно з меншими масами кольорових синглету і октету технівекторів, що розпадаються на техніпіонні пари. Частинки π<sub>T</sub>, як очікується, розпадаються до найважчих можливих пар кварків і лептонів. Незважаючи на більш низькі маси, ρ<sub>T</sub> ширші, ніж в мінімальній моделі і шуми розпадів π<sub>T</sub>, ймовірно, будуть нездоланними на адронному колайдері.

Ця картина змінилася з появою теорії блукаючого техніколору. Блукаюча калібрувальна константа зв'язку має місце, якщо α<sub>χ ''SB''</sub> лежить трохи нижче значення фіксованої точки IR α<sub>IR</sub>, що вимагає або великої кількості електрослабких дублетів в [[Фундаментальне представлення|фундаментальному поданні]] калібрувальної групи, наприклад, або кілька дублетів в багатовимірному поданні техніколору<ref name=LaneEichten /><ref>{{cite journal|author=Dennis D. Dietrich|author2=Francesco Sannino|author3=Kimmo Tuominen|title=Light composite Higgs boson from higher representations versus electroweak precision measurements: Predictions for CERN LHC|journal=Physical Review|volume=D72|issue=5|date=2005|page=055001|doi=10.1103/PhysRevD.72.055001|arxiv=hep-ph/0505059|bibcode = 2005PhRvD..72e5001D }}</ref>. В останньому випадку, обмеження на подання розширеної теорії технокольору, як правило, припускають наявність інших техніферміонів також у фундаментальному поданні.<ref name=ETC /><ref name=LaneRamana />
У будь-якому випадку, є техніпіони π<sub>T</sub> з константою розпаду <math>F \ll F_{EW}</math>. Звідси <math>\Lambda_{TC} \ll F_{EW}</math>, так що найлегші технівектори, доступні на Великому адронному колайдері&nbsp;— ρ<sub>T</sub>, ω<sub>T</sub>, ''a''<sub>T</sub> (з ''I''<sup>G</sup> ''J''<sup>PC</sup> = 1<sup>+</sup> 1<sup>−−</sup>, 0<sup>−</sup> 1<sup>−−</sup>, 1<sup>−</sup> 1<sup>++</sup>)&nbsp;— мають маси значно нижче ТеВ. Клас теорій з багатьма техніферміонами, і, таким чином <math>F \ll F_{EW}</math>, називається дрібномасштабним техніколором.<ref>{{cite journal|author=Kenneth Lane|author2=Estia Eichten|title=Natural topcolor-assisted technicolor|journal=Physics Letters|volume=B352|issue=3-4|date=1995|pages=382–387|doi=10.1016/0370-2693(95)00482-Z|arxiv=hep-ph/9503433|bibcode = 1995PhLB..352..382L }}<br/>{{cite journal|author=Estia Eichten|author2=Kenneth Lane|title=Low-scale technicolor at the Tevatron|journal=Physics Letters|volume=B388|issue=4|date=1996|pages=803–807|doi=10.1016/S0370-2693(96)01211-7|arxiv=hep-ph/9607213|bibcode = 1996PhLB..388..803E }}<br/>{{cite journal|author=Estia Eichten|author2=Kenneth Lane|author3=John Womersley|title=Finding low-scale technicolor at hadron colliders|journal=Physics Letters|volume=B405|issue=3-4|date=1997|pages=305–311|doi=10.1016/S0370-2693(97)00637-0|arxiv=hep-ph/9704455|bibcode = 1997PhLB..405..305E }}</ref>

Другий наслідок блукаючого техніколору стосується розпаду односпінових техніадронів. Оскільки маси технопіонів <math>M_{\pi_T}^2 \propto \langle\bar{T}T \bar{T}T\rangle_{M_{ETC}}</math> (див Рівн. (4)), блукання покращує їх набагато більше, ніж маси інших техніадронів. Таким чином, цілком можливо, що найлегший ''M''<sub>ρ<sub>T</sub></sub> &lt; 2''M''<sub>π<sub>T</sub></sub> і що дво- і три-π<sub>T</sub> канали розпаду світлових техновекторів закриті.<ref name=LaneEichten /> Звідси також випливає, що ці технівектори дуже вузькі. Їхні найбільш ймовірні двочастинкові канали є <math>W^{\pm,0}_L \pi_T</math>, ''W''<sub>L</sub> ''W''<sub>L</sub>, γ π<sub>T</sub> і γ ''W''<sub>L</sub>. Поєднання найлегших технівекторів до ''W''<sub>L</sub> пропорційне ''F/F''<sub>EW</sub>.<ref name=coupling>{{cite journal|author=Kenneth Lane|title=Technihadron production and decay in low-scale technicolor|journal=Physical Review|volume=D60|issue=7|date=1999|page=075007|doi=10.1103/PhysRevD.60.075007|arxiv=hep-ph/9903369|bibcode = 1999PhRvD..60g5007L }}<br/>{{cite journal|author=Estia Eichten|author2=Kenneth Lane|title=Low-scale technicolor at the Tevatron and LHC |journal=Physics Letters|volume=B669|issue=3-4|date=2008|pages=235–238|doi=10.1016/j.physletb.2008.09.047|arxiv=0706.2339|bibcode = 2008PhLB..669..235E }}</ref>. Таким чином, всі їх швидкості розпаду пригнічені силами <math>(F/F_{EW})^2 \ll 1</math> або сталою тонкої структури, даючи повні ширини від декількох ГеВ (для ρ<sub>T</sub>) до декількох десятих ГеВ (для ω<sub>T</sub> і <sub>T</sub>).

Більш гіпотетичний наслідок блукаючого техніколору мотивований урахуванням його внеску в параметр ''S''. Як було зазначено вище, звичайні припущення, зроблені для оцінки ''S''<sub>TC</sub> недійсні в теорії блукання. Зокрема, спектральні інтеграли, що зазвичай використовуються для оцінки ''S''<sub>TC</sub>, не можуть обмежуватись тільки найнижчим ρ<sub>T</sub> і ''a''<sub>T</sub> і, якщо ''S''<sub>TC</sub> повинен бути невеликим, маси і слабкострумові сполуки з ρ<sub>T</sub> і ''a''<sub>T</sub> можуть бути краще наближені, ніж в КХД.

Феноменологія дрібномасштабного техніколору, в тому числі можливість більш паритетно-подвоєного спектра, був розроблена як набір правил і амплітуд розпаду.<ref name=coupling />
Оголошення у квітні 2011 року надлишку в реактивних парах, створених в поєднанні з W-бозоном, виміряного в [[Теватрон]]і<ref>{{cite arXiv |author=CDF Collaboration (T. Aaltonen ''et al.'') |eprint=1104.0699 |title=Invariant Mass Distribution of Jet Pairs Produced in Association with a W boson in ppbar Collisions at sqrt(s) = 1.96 TeV |date=2011}}</ref> було витлумачено Айхтеном, Лейном і Мартіном як можливий сигнал техніпіон дрібномасштабного техніколору<ref>{{cite arXiv |author=Estia J. Eichten |author2=Kenneth Lane |author3=Adam Martin |eprint=1104.0976 |title=Technicolor at the Tevatron |date=2011}}</ref>.

Загальна схема дрібномасштабного техніколору має мало сенсу, якщо межа на <math>M_{\rho_{T}}</math> проштовхується повз близько 700 ГеВ. ВАК повинен бути в змозі виявити його або виключити його. Пошукові спроби там за участю розпадів до техніпіонів, а звідти до важких кваркових струменів утруднені шумами від утворення <math>\bar{t}t</math>, його ймовірність в 100 разів більше, ніж на Теватроні. Отже, виявлення дрібномасштабного техніколору на ВАКу покладається на вселептонні канали кінцевого стану зі сприятливим співвідношенням сигналу-фону: <math>\rho_{T}^{\pm} \rightarrow W_L^\pm Z_L^0</math>, <math>a_{T}^{\pm} \rightarrow \gamma W_L^\pm</math> і <math>\omega_{T} \rightarrow \gamma Z_L^0</math>.<ref>{{cite conference|author=Gustaaf H. Brooijmans|author2=New Physics Working Group|title=New Physics at the LHC: A Les Houches Report|conference= 5th Les Houches Workshop on Physics at TeV Colliders 11–29 June 2007, Les Houches, France|booktitle=Les Houches 2007: Physics at TeV Colliders|date=2008|pages=363–489|arxiv=0802.3715}}</ref>

=== Темна матерія ===
Теорії Техніколору, природно, містять кандидатів на [[темна матерія|темну матерію]]. Майже напевно можна побудувати моделі, в яких найнижчий технібаріон, техніколорносинглетний зв'язаний стан техніферміонів достатньо стабільний, щоб пережити еволюцію Всесвіту<!--<ref name=RPP/>--><ref>{{cite journal|author=S. Nussinov|title=Technocosmology — could a technibaryon excess provide a "natural" missing mass candidate?|journal=Physics Letters|volume=B165|date=1985|issue=1-3|pages=55–58|doi=10.1016/0370-2693(85)90689-6|bibcode = 1985PhLB..165...55N }}<br/>{{cite journal|author=R. S. Chivukula|author2=Terry P. Walker|title=Technicolor cosmology|journal=Nuclear Physics|volume=B329|date=1990|issue=2|pages=445–463|doi=10.1016/0550-3213(90)90151-3|bibcode = 1990NuPhB.329..445C }}<br/>{{cite journal|author=John Bagnasco|author2=Michael Dine|author3=Scott Thomas|title=Detecting technibaryon dark matter|journal=Physics Letters|volume=B320|issue=1-2|date=1994|pages=99–104|doi=10.1016/0370-2693(94)90830-3|arxiv=hep-ph/9310290|bibcode = 1994PhLB..320...99B }}<br/>{{cite journal|author=Sven Bjarke Gudnason|author2=Chris Kouvaris|author3=Francesco Sannino|title=Dark matter from new technicolor theories|journal=Physical Review|volume=D74|issue=9|date=2006|page=095008|doi=10.1103/PhysRevD.74.095008|arxiv=hep-ph/0608055|bibcode = 2006PhRvD..74i5008G }}</ref>. Якщо теорія Техніколору низькомасштабна (<math>F \ll F_{EW}</math>) маса баріону повинна бути не більшою 1-2 ТеВ. Якщо ні, то він може бути набагато важчий. Технібаріон повинен бути електрично нейтральним і задовольняти обмеженням на його поширеність. З урахуванням обмежень на спіно-незалежних темноматеріально-нуклонні крос-секції експериментів пошуку темної матерії (<math>\lesssim 10^{-42}\,\mathrm{cm}^2</math> для мас, які становлять інтерес<ref>D. McKinsey, «[http://www.sns.ias.edu/~tomerv/Workshop/McKinsey.pdf Direct Dark Matter Detection Using Noble Liquids]{{Недоступне посилання|date=травень 2019 |bot=InternetArchiveBot }}», 2009 Institute for Advanced Study [https://www.sns.ias.edu/twiki/bin/view/Main/DarkMatterWorkshop Workshop on Current Trends in Dark Matter] {{Webarchive|url=https://web.archive.org/web/20110615162218/https://www.sns.ias.edu/twiki/bin/view/Main/DarkMatterWorkshop |date=15 червня 2011 }}.</ref>), то, можливо, доведеться йому бути також електрослабконейтральним (слабкий ізоспін ''I'' = 0). Ці міркування дозволяють припустити, що кандидати темної матерії «старої» теорії техніколору може бути важко створити на великому адронному колайдері.

Інший клас техніколорних кандидатів темної матерії достатньо легкий для відтворення на великому адронному колайдері був представлений {{нп|Франческо Санніно|||Francesco Sannino}} і його колегами<ref>{{cite journal|author=Sven Bjarke Gudnason|author2=Chris Kouvaris|author3=Francesco Sannino|title=Towards working technicolor: Effective theories and dark matter|journal=Physical Review|volume=D73|issue=11|date=2006|page=115003|doi=10.1103/PhysRevD.73.115003|arxiv=hep-ph/0603014|bibcode = 2006PhRvD..73k5003G }}<br/>{{cite journal|author=Sven Bjarke Gudnason|author2=Chris Kouvaris|author3=Francesco Sannino|title=Dark matter from new technicolor theories|journal=Physical Review|volume=D74|issue=9|date=2006|page=095008|doi=10.1103/PhysRevD.74.095008|arxiv=hep-ph/0608055|bibcode = 2006PhRvD..74i5008G }}<br/>{{cite journal|author=Thomas A. Ryttov|author2=Francesco Sannino|title=Ultraminimal technicolor and its dark matter technicolor interacting massive particles|journal=Physical Review|volume=D78|issue=11|date=2008|page=115010|doi=10.1103/PhysRevD.78.115010|arxiv=0809.0713|bibcode = 2008PhRvD..78k5010R }}<br/>{{cite journal|author=Enrico Nardi|author2=Francesco Sannino|author3=Alessandro Strumia|title=Decaying Dark Matter can explain the e± excesses|journal=Journal of Cosmology and Astroparticle Physics|volume=0901|issue=01|date=2009|page=043|doi=10.1088/1475-7516/2009/01/043|arxiv=0811.4153|bibcode = 2009JCAP...01..043N }}<br/>{{cite journal|author= Roshan Foadi|author2= Mads T. Frandsen|author3= Francesco Sannino|title=Technicolor dark matter|journal=Physical Review|volume=D80|issue= 3|date=2009|page=037702|doi=10.1103/PhysRevD.80.037702|arxiv=0812.3406|bibcode = 2009PhRvD..80c7702F }}<br/>{{cite journal|author=Mads T. Frandsen|author2=Francesco Sannino|title= Isotriplet technicolor interacting massive particle as dark matter|journal=Physical Review|volume=D81|issue=9|date=2010|page=097704|doi=10.1103/PhysRevD.81.097704|arxiv=0911.1570|bibcode = 2010PhRvD..81i7704F }}</ref> Ці стани є псевдобозонами Ґолдштейна з глобальним зарядом, через що вони стійкі до розпаду.

== Див. також ==
* [[Бозон Хіггса]]
* [[Бозон Ґолдстоуна]]
* [[Механізм Хіггса]]
* [[t-кварк]]
* [[Куперівська пара]]
* [[Теорія БКШ]]
* [[Кварк]]

== Посилання ==
{{Reflist|30em}}

[[Категорія:Маса]]
[[Категорія:Фізика за межами Стандартної моделі]]