النموذج القياسي الأدنى للتناظر الفائق

كان الدافع الأصلي لاقتراح النموذج القياسي الفائق التناظر الأدنى (MSSM) هو تثبيت كتلة هيغز في مواجهة التصحيحات الإشعاعية المتباعدة تربيعيًا في النموذج القياسي ( مشكلة التدرج الهرمي ). في النماذج الفائقة التناظر، ترتبط الجسيمات القياسية بالفيرميونات ولها نفس الكتلة. وبما أن كتل الفيرميونات متباعدة لوغاريتميًا، فإن كتل الجسيمات القياسية ترث نفس الاستقرار الإشعاعي. ترتبط القيمة المتوقعة لفراغ هيغز (VEV) بالكتلة القياسية السالبة في لاغرانجيان. ولكي لا تكون التصحيحات الإشعاعية لكتلة هيغز أكبر بكثير من قيمتها الفعلية، يجب ألا تكون كتلة الجسيمات الفائقة الشريكة في النموذج القياسي أثقل بكثير من القيمة المتوقعة لفراغ هيغز - حوالي 100  جيجا إلكترون فولت. في عام 2012، تم اكتشاف جسيم هيغز في مصادم الهادرونات الكبير (LHC) ، ووُجد أن كتلته تتراوح بين 125 و126  جيجا إلكترون فولت.

إذا كانت الجسيمات الفائقة في النموذج القياسي قريبة من مقياس تيرا إلكترون فولت، فإن اقترانات القياس المقاسة لمجموعات القياس الثلاث تتحد عند الطاقات العالية. ^{[ 7 ] [ 8 ] [ 9 ]} تُعطى دوال بيتا لاقترانات القياس في النموذج القياسي الفائق التناظر الأدنى (MSSM) بالصيغة التالية:

مجموعة القياس	${\displaystyle \alpha ^{-1}(M_{{\text{Z}}^{0}})}$	${\displaystyle b_{0}^{\text{MSSM}}}$
SU(3)	8.5	-3
SU(2)	29.6	+1
U(1)	59.2	+ 6 + 3 / 5​​

أين${\displaystyle \alpha _{1}^{-1}}$يتم قياسها في معيار SU ( 5) - وهو عامل 3 / 5 يختلف عن معيار النموذج القياسي ويتوقعه جورجي-غلاشو SU(5).

الشرط اللازم لتوحيد اقتران القياس عند حلقة واحدة هو ما إذا كان التعبير التالي مُحققًا ${\displaystyle {\frac {\alpha _{3}^{-1}-\alpha _{2}^{-1}}{\alpha _{2}^{-1}-\alpha _{1}^{-1}}}={\frac {b_{0\,3}-b_{0\,2}}{b_{0\,2}-b_{0\,1}}}}$.

ومن اللافت للنظر أن هذا يتطابق تمامًا مع الأخطاء التجريبية في قيم${\displaystyle \alpha ^{-1}(M_{Z^{0}})}$هناك تصحيحان للحلقة وتصحيحات عتبة على مستوى TeV وعلى مستوى GUT تغير هذا الشرط على توحيد اقتران القياس، وتكشف نتائج الحسابات الأكثر شمولاً أن توحيد اقتران القياس يحدث بدقة 1٪، على الرغم من أن هذا يمثل حوالي 3 انحرافات معيارية عن التوقعات النظرية.

يُعتبر هذا التوقع عمومًا دليلًا غير مباشر على صحة كلٍّ من النموذج القياسي الفائق التناظر الأدنى (MSSM) ونظرية التوحيد الكبرى الفائقة التناظر (SUSY GUTs) . ^{[ 10 ]} لا يعني توحيد اقتران القياس بالضرورة التوحيد الكبير، وتوجد آليات أخرى لإعادة إنتاج توحيد اقتران القياس. مع ذلك، إذا تم اكتشاف الجسيمات الفائقة في المستقبل القريب، فإن النجاح الواضح لتوحيد اقتران القياس سيشير إلى أن نظرية التوحيد الكبرى الفائقة التناظر مرشحة واعدة لفيزياء المقاييس العالية.

إذا تم الحفاظ على تناظر R ، فإن أخف جسيم فائق ( LSP ) في النموذج القياسي الفائق التناظر الأدنى (MSSM) يكون مستقرًا وهو جسيم ضخم ضعيف التفاعل (WIMP) - أي أنه لا يمتلك تفاعلات كهرومغناطيسية أو تفاعلات قوية. وهذا يجعل أخف جسيم فائق مرشحًا جيدًا للمادة المظلمة، ويندرج ضمن فئة المادة المظلمة الباردة (CDM).

هناك أربعة نيوترالينوات، ^{وهي جسيمات فرميونية متعادلة كهربائيًا} ، وأخفها عادةً ما يكون مستقرًا . _{ويُشار إليها} عادةً ^{بالرموز} N₀₁ ، _N₀₂ ، N₀₃ _، N₀₄ ( ^مع أن بعض الأحيان${\displaystyle {\tilde {\chi }}_{1}^{0},\ldots ,{\tilde {\chi }}_{4}^{0}}$(يُستخدم بدلاً من ذلك). هذه الحالات الأربع هي مزيج من البينو والواينو المحايد (وهما غاوجينو المحايد الكهروضعيف )، والهيغزينو المحايد . ولأن النيوترالينو هي فرميونات ماجورانا ، فإن كل منها مطابق لجسيمه المضاد . ولأن هذه الجسيمات تتفاعل فقط مع بوزونات المتجهات الضعيفة، فإنها لا تُنتج مباشرة بأعداد كبيرة في مصادمات الهادرونات. وتظهر بشكل أساسي كجسيمات في اضمحلالات متتالية لجسيمات أثقل، والتي عادةً ما تنشأ من جسيمات فائقة التناظر ملونة مثل السكواركات أو الغلوينو.

في النماذج التي تحافظ على التناظر R، يكون النيوترالينو الأخف مستقرًا وتنتهي جميع عمليات التحلل المتتالية الفائقة التناظر بالتحلل إلى هذا الجسيم الذي يترك الكاشف غير مرئي ولا يمكن استنتاج وجوده إلا من خلال البحث عن زخم غير متوازن في الكاشف.

تتحلل النيوترالينات الأثقل عادةً من خلال Z ⁰إلى نيوترالينو أخف وزنًا أو من خلال W ^±إلى تشارجينو. وبالتالي فإن الاضمحلال النموذجي هو

N ͂ 0 2

→

N ͂ 0 1

+

Z 0

→

الطاقة المفقودة

+

ℓ +

+

ℓ −

N ͂ 0 2

→

ج ± 1​

+

W ∓

→

N ͂ 0 1

+

W ±

+

W ∓

→

الطاقة المفقودة

+

ℓ +

+

ℓ −

لاحظ أن ناتج "الطاقة المفقودة" يمثل طاقة كتلة النيوترالينو ( N ≡ ^{0 )} _، وفي السطر الثاني، يمثل طاقة كتلة زوج النيوترينو - النيوترينو المضاد ( ν + ν ) الناتج مع الليبتون والليبتون المضاد في الاضمحلال النهائي، وكلها غير قابلة للكشف في التفاعلات الفردية بالتقنيات الحالية. وستحدد فروق الكتلة بين النيوترالينونات المختلفة أنماط الاضمحلال المسموح بها.    

يوجد نوعان من الجسيمات المشحونة كهربائيًا، وهما من نوع الفرميونات. ويُشار إليهما عادةً بالرمزين ^{C ± 1} و C _± 2 ( مع _أن بعض الأحيان${\displaystyle {\tilde {\chi }}_{1}^{\pm }}$و${\displaystyle {\tilde {\chi }}_{2}^{\pm }}$(يستخدم بدلاً من ذلك). يمكن أن يتحلل الشارجينو الأثقل من خلال Z ⁰إلى الشارجينو الأخف. يمكن لكليهما أن يتحللا من خلال W ^±إلى نيوترالينو.

الكواركات الفائقة هي الجسيمات القياسية المرتبطة بالكواركات، ولكل كوارك في النموذج القياسي نوعٌ خاص به. ونظرًا للقيود الظاهرية الناتجة عن التيارات المحايدة المتغيرة للنكهة، فإن الجيلين الأخف من الكواركات الفائقة عادةً ما يكونان متقاربين في الكتلة، ولذلك لا يُطلق عليهما أسماء مميزة. ويمكن فصل الجسيمات الفائقة المرتبطة بالكوارك العلوي والسفلي عن الكواركات الفائقة الأخف، وتُسمى هذه الجسيمات " كوارك القمة " و "كوارك القمة السفلي" .

في الاتجاه الآخر، قد يكون هناك مزج ملحوظ بين اليسار واليمين للتوقفات${\displaystyle {\tilde {t}}}$ومن القيعان${\displaystyle {\tilde {b}}}$بسبب الكتل العالية للكواركات الشريكة العلوية والسفلية: ^{[ 11 ]}

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

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

وينطبق الأمر نفسه على القاع.${\displaystyle {\tilde {b}}}$بمعاييرها الخاصة${\displaystyle \phi }$و${\displaystyle \theta }$.

يمكن إنتاج السكواركات من خلال التفاعلات القوية، ولذلك يسهل إنتاجها في مصادمات الهادرونات. تتحلل هذه السكواركات إلى كواركات ونيوترالينو أو تشارجينو، والتي تتحلل بدورها. في سيناريوهات الحفاظ على تناظر R، تُنتج السكواركات على شكل أزواج، ولذلك تكون الإشارة النموذجية هي

${\displaystyle {\tilde {q}}{\tilde {\bar {q}}}\rightarrow q{\tilde {N}}_{1}^{0}{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0}\rightarrow }$طائرتان نفاثتان  + طاقة مفقودة

${\displaystyle {\tilde {q}}{\tilde {\bar {q}}}\rightarrow q{\tilde {N}}_{2}^{0}{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0}\rightarrow q{\tilde {N}}_{1}^{0}\ell {\bar {\ell }}{\bar {q}}{\tilde {N}} _ {1} ^ {0}\rightarrow }$نفاثتان  + 2  لبتون + طاقة مفقودة

الغلوينو هي جسيمات فرميونية تابعة للغلوون ، مما يعني أنها جسيمات مضادة له. تتفاعل هذه الجسيمات بقوة، ولذلك يمكن إنتاجها بكميات كبيرة في مصادم الهادرونات الكبير (LHC). لا يمكن أن تتحلل الغلوينو إلا إلى كوارك وكوارك فائق، وبالتالي فإن إشارة الغلوينو النموذجية هي

${\displaystyle {\tilde {g}}{\tilde {g}}\rightarrow (q{\tilde {\bar {q}}})({\bar {q}}{\tilde {q}})\rightarrow (q{\bar {q}}{\tilde {N}}_{1}^{0})({\bar {q}}q{\tilde {N}}_{1}^{0})\rightarrow }$4  طائرات نفاثة + طاقة مفقودة

بما أن الغلوينو هي جسيمات ماجورانا، فإنها تتحلل إما إلى كوارك + مضاد كوارك أو إلى مضاد كوارك + كوارك باحتمالية متساوية. لذلك، يمكن لأزواج الغلوينو أن تتحلل إلى

${\displaystyle {\tilde {g}}{\tilde {g}}\rightarrow ({\bar {q}}{\tilde {q}})({\bar {q}}{\tilde {q}})\rightarrow (q{\bar {q}}{\tilde {C}}_{1}^{+})(q{\bar {q}}{\tilde {C}}_{1}^{+})\rightarrow (q{\bar {q}}W^{+})(q{\bar {q}}W^{+})\rightarrow }$4 طائرات نفاثة+${\displaystyle \ell ^{+}\ell ^{+}}$+ الطاقة المفقودة

هذه بصمة مميزة لأنها تحتوي على ثنائيات ليبتونات من نفس الإشارة ولها خلفية ضئيلة للغاية في النموذج القياسي.

السليبتونات هي الجسيمات القياسية المقابلة لليبتونات في النموذج القياسي. وهي لا تتفاعل بقوة، ولذلك لا يتم إنتاجها بكثرة في مصادمات الهادرونات إلا إذا كانت خفيفة للغاية.

بسبب الكتلة العالية للبتون تاو، سيكون هناك خلط يساري-يميني لـ stau مشابه لخلط stop و sbottom (انظر أعلاه).

عادةً ما يتم العثور على السليبتونات في تحللات الشارجينو والنيوترالينو إذا كانت خفيفة بما يكفي لتكون ناتجة عن التحلل.

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

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

في النظريات الفائقة التناظر، يمكن كتابة كل حقل ونظيره الفائق معًا كحقل فائق . يُعدّ صياغة الحقل الفائق للتناظر الفائق ملائمة جدًا لكتابة النظريات الفائقة التناظر بشكل واضح (أي لا حاجة للتحقق بشكل مُرهق من كون النظرية فائقة التناظر حدًا بحد في لاغرانجيان). يحتوي النموذج القياسي الفائق الأدنى (MSSM) على حقول فائقة متجهة مرتبطة بمجموعات قياس النموذج القياسي التي تحتوي على بوزونات متجهة وجسيمات غاوجينو المرتبطة بها. كما يحتوي على حقول فائقة كيرالية لفيرميونات النموذج القياسي وبوزونات هيغز (ونظائرها الفائقة).

مجال	التعددية	التمثيل	التكافؤ Z 2	جسيم النموذج القياسي
سؤال	3	${\displaystyle (3,2)_{\frac {1}{6}}}$	-	ثنائي الكوارك الأيسر
يو سي	3	${\displaystyle ({\bar {3}},1)_{-{\frac {2}{3}}}}$	-	مضاد كوارك من النوع العلوي ذو اليد اليمنى
دي سي	3	${\displaystyle ({\bar {3}},1)_{\frac {1}{3}}}$	-	مضاد الكوارك من النوع السفلي ذو اليد اليمنى
ل	3	${\displaystyle (1,2)_{-{\frac {1}{2}}}}$	-	ثنائي ليبتون أعسر
إي سي	3	${\displaystyle (1,1)_{1{\frac {}{}}}}$	-	مضاد اللبتون الأيمن
هو​	1	${\displaystyle (1,2)_{\frac {1}{2}}}$	+	هيغز
H d	1	${\displaystyle (1,2)_{-{\frac {1}{2}}}}$	+	هيغز

كتلة بوزون هيغز في النموذج القياسي الأدنى للتناظر الفائق (MSSM) هي تنبؤٌ لهذا النموذج. وتُحدد كتلة أخف بوزون هيغز بواسطة اقتران هيغز الرباعي . لا تُعدّ الاقترانات الرباعية من مُعاملات كسر التناظر الفائق الضعيفة، لأنها تؤدي إلى تباعد تربيعي لكتلة هيغز. علاوة على ذلك، لا توجد مُعاملات تناظر فائق تجعل كتلة هيغز مُعاملًا حرًا في النموذج القياسي الأدنى للتناظر الفائق (على الرغم من وجودها في الامتدادات غير الدنيا). هذا يعني أن كتلة هيغز هي تنبؤٌ من النموذج القياسي الأدنى للتناظر الفائق. حددت تجارب LEP II و IV حدًا أدنى لكتلة هيغز عند 114.4 جيجا إلكترون فولت . هذا الحد الأدنى أعلى بكثير مما يتوقعه النموذج القياسي الأدنى للتناظر الفائق عادةً، ولكنه لا يستبعد النموذج؛ إذ يقع اكتشاف هيغز بكتلة 125 جيجا إلكترون فولت ضمن الحد الأعلى الأقصى البالغ 130 جيجا إلكترون فولت تقريبًا، والذي سترفع إليه تصحيحات الحلقات داخل النموذج القياسي الأدنى للتناظر الفائق كتلة هيغز. يشير مؤيدو النموذج القياسي الفائق التناظر الأدنى (MSSM) إلى أن كتلة هيغز ضمن الحد الأعلى لحساب كتلة هيغز في هذا النموذج تُعد تنبؤًا ناجحًا، وإن كان ذلك يشير إلى الحاجة إلى ضبط أدق مما كان متوقعًا. ^{[ 12 ] [ 13 ]}  

الجزء الأخير من لاغرانجيان النموذج القياسي الفائق الأدنى (MSSM) هو لاغرانجيان كسر التناظر الفائق الناعم. تقع الغالبية العظمى من معلمات النموذج القياسي الفائق الأدنى ضمن لاغرانجيان كسر التناظر الفائق. وينقسم كسر التناظر الفائق الناعم إلى ثلاثة أجزاء تقريبًا.

• أولها قداسات غاوجينو

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

  أين${\displaystyle {\tilde {\lambda }}}$هم الغوغينو و${\displaystyle m_{\frac {1}{2}}}$يختلف الأمر بالنسبة لـ wino و bino و gluino.

• ثم تأتي الكتل اللينة للحقول العددية

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

  أين${\displaystyle \phi }$هل أي من الكميات القياسية في النموذج القياسي الفائق التناظر الأدنى (MSSM) و${\displaystyle m_{0}}$نكون${\displaystyle 3\times 3}$المصفوفات الهرميتية للكواركات الفائقة والسليبتونات لمجموعة معينة من الأعداد الكمية القياسية. القيم الذاتية لهذه المصفوفات هي في الواقع مربعات الكتل، وليست الكتل نفسها.

• هناك${\displaystyle A}$و${\displaystyle B}$الشروط التي تم تحديدها بواسطة

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

  ال${\displaystyle A}$الشروط هي${\displaystyle 3\times 3}$المصفوفات المعقدة تشبه إلى حد كبير الكتل العددية.

• على الرغم من عدم ذكرها غالبًا فيما يتعلق بالمصطلحات اللينة، فإنه من أجل التوافق مع الملاحظة، يجب أيضًا تضمين الكتل اللينة للجرافيتينو والجولدستينو المعطاة بواسطة

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

إن سبب عدم ذكر هذه الحدود المرنة كثيرًا هو أنها تنشأ من خلال التناظر الفائق المحلي وليس التناظر الفائق العالمي، على الرغم من أنها ضرورية، وإلا فإن كون غولدستينو عديم الكتلة سيتناقض مع الملاحظة. يبتلع غرافيتينو نمط غولدستينو ليصبح ذا كتلة، من خلال تحول قياسي، والذي يمتص أيضًا حد "الكتلة" المفترض لغولدستينو.

يُعدّ كسر التناظر الفائق بوساطة الجاذبية طريقةً لإيصال كسر التناظر الفائق إلى النموذج القياسي الفائق التناظر عبر التفاعلات الجاذبية. وكانت هذه أول طريقة مُقترحة لإيصال كسر التناظر الفائق. في نماذج كسر التناظر الفائق بوساطة الجاذبية، يوجد جزء من النظرية يتفاعل فقط مع النموذج القياسي الفائق التناظر الأدنى (MSSM) من خلال التفاعلات الجاذبية. هذا الجزء الخفي من النظرية هو الذي يكسر التناظر الفائق. من خلال النسخة فائقة التناظر من آلية هيغز ، يكتسب الجرافيتينو ، وهو النسخة فائقة التناظر من الجرافيتون، كتلة. بعد أن يكتسب الجرافيتينو كتلة، لا تُلغى التصحيحات الإشعاعية الجاذبية للكتل اللينة بشكل كامل تحت كتلة الجرافيتينو.

يُعتقد حاليًا أنه ليس من الشائع وجود قطاع منفصل تمامًا عن النموذج القياسي الفائق الأدنى (MSSM)، وأنه ينبغي وجود عوامل ذات أبعاد أعلى تربط القطاعات المختلفة معًا، مع كبح هذه العوامل بواسطة مقياس بلانك. تُسهم هذه العوامل في كتل كسر التناظر الفائق الناعم بنفس قدر إسهام الحلقات الجاذبية؛ لذا، يُنظر اليوم عادةً إلى الوساطة الجاذبية على أنها تفاعلات مباشرة ذات حجم جاذبي بين القطاع الخفي والنموذج القياسي الفائق الأدنى (MSSM).

يشير اختصار mSUGRA إلى نظرية الجاذبية الفائقة الدنيا. وقد قام علي شمس الدين ، وريتشارد أرنويت ، وبران ناث في عام 1982 ببناء نموذج واقعي للتفاعلات ضمن إطار نظرية الجاذبية الفائقة N = 1 ، حيث يتم نقل كسر التناظر الفائق من خلال تفاعلات الجاذبية الفائقة. ^{[ 15 ]} يُعدّ mSUGRA أحد أكثر نماذج فيزياء الجسيمات دراسةً نظرًا لقدرته التنبؤية التي لا تتطلب سوى 4 مُدخلات وإشارة واحدة، لتحديد الظواهر ذات الطاقة المنخفضة انطلاقًا من نطاق التوحيد الكبير. وتتمثل مجموعة المُدخلات الأكثر استخدامًا فيما يلي:

رمز	وصف
${\displaystyle m_{0}}$	الكتلة المشتركة للجسيمات القياسية (السليبتونات، والكواركات الفائقة، وبوزونات هيغز) على مقياس التوحيد الكبير
${\displaystyle m_{1/2}}$	الكتلة المشتركة للجسيمات الغوجينية والهيغزينية على مقياس التوحيد الكبير
${\displaystyle A_{0}}$	الاقتران الثلاثي الخطي المشترك
${\displaystyle \tan \beta }$	نسبة القيم المتوقعة للفراغ لثنائيات هيغز
${\displaystyle \mathrm {sign} (\mu )}$	إشارة معامل كتلة الهيغزينو

كان يُفترض أن كسر التناظر الفائق بوساطة الجاذبية عالمي النكهة بسبب عالمية الجاذبية؛ ومع ذلك، في عام 1986، أظهر هول وكوستيليكي ورابي أن فيزياء مقياس بلانك الضرورية لتوليد اقترانات يوكاوا للنموذج القياسي تُفسد عالمية كسر التناظر الفائق. ^{[ 16 ]}

يُعدّ كسر التناظر الفائق بوساطة القياس طريقةً لنقل كسر التناظر الفائق إلى النموذج القياسي الفائق التناظر عبر تفاعلات القياس الخاصة به. عادةً ما يقوم قطاعٌ خفيٌّ بكسر التناظر الفائق ونقله إلى حقولٍ ناقلةٍ ضخمةٍ مشحونةٍ وفقًا للنموذج القياسي. تُحفّز هذه الحقول الناقلة كتلة غاوجينو عند حلقةٍ واحدة، ثم تُنقل هذه الكتلة إلى الشركاء الفائقين القياسيين عند حلقتين. يتطلب هذا النموذج وجود كواركات توقفٍ أقل من 2 تيرا إلكترون فولت، وبالتالي فإنّ أقصى كتلةٍ مُتوقعةٍ لبوزون هيغز هي 121.5 جيجا إلكترون فولت فقط. ^{[ 17 ]} مع اكتشاف هيغز عند 125 جيجا إلكترون فولت، يتطلب هذا النموذج وجود كواركات توقفٍ أعلى من 2 تيرا إلكترون فولت.

يُعدّ كسر التناظر الفائق بوساطة الشذوذ نوعًا خاصًا من كسر التناظر الفائق بوساطة الجاذبية، وينتج عنه انتقال كسر التناظر الفائق إلى النموذج القياسي المتناظر الفائق عبر الشذوذ المطابق. ^{[ 18 ] [ 19 ]} وباعتبار أن طاقة الكواركات المتوقفة أقل من 2 تيرا إلكترون فولت، فإن أقصى كتلة متوقعة لبوزون هيغز هي 121.0 جيجا إلكترون فولت فقط. ^{[ 17 ]} وبما أن هيغز قد اكتُشف عند 125 جيجا إلكترون فولت، فإن هذا السيناريو يتطلب جسيمات توقف أثقل من 2 تيرا إلكترون فولت.

يقوم جهاز XENON1T (كاشف جسيمات المادة المظلمة WIMP الذي يعمل منذ عام 2016) باستكشاف/اختبار مرشحي التناظر الفائق مثل CMSSM. ^{[ 21 ] : الشكل 7(أ)، ص 15-16 [ 22 ]}