11 research outputs found

    Composite Higgs bosons from neutrino condensates in an inverted seesaw scenario

    Get PDF
    We present a realization of the idea that the Higgs boson is mainly a bound state of neutrinos induced by strong four-fermion interactions. The conflicts of this idea with the measured values of the top quark and Higgs boson masses are overcome by introducing, in addition to the right-handed neutrino, a new fermion singlet, which, at low energies, implements the inverse seesaw mechanism. The singlet fermions also develop a scalar bound state that mixes with the Higgs boson. This allows us to obtain a small Higgs boson mass even if the couplings are large, as required in composite scalar scenarios. The model gives the correct masses for the top quark and Higgs boson for compositeness scales below the Planck scale and masses of the new particles above the electroweak scale, so that we obtain naturally a low-scale seesaw scenario for neutrino masses. The theory contains additional scalar particles coupled to the neutral fermions, which could be tested in present and near future experiments

    Asymptotic charges from soft scalars in even dimensions

    Get PDF
    We study asymptotic charges associated with a spin-zero analog of Weinberg's soft photon and graviton theorems in even dimensions. Simple spacetime expressions for the charges are given, but unlike gravity or electrodynamics, the symmetry interpretation for the charges remains elusive. This work is a higher dimensional extension of the four-dimensional case studied by Campiglia [Phys. Rev. D 97, 046002 (2018)]PRVDAQ2470-001010.1103/PhysRevD.97.046002

    Composite scalars and dark matter from four-fermion interactions

    Get PDF
    Parte I: Emergencia de masas en el Modelo Est├índar El bos├│n de Higgs es un campo escalar del Modelo Est├índar (SM, por sus siglas en ingl├ęs) de part─▒╠üculas elementales que cumple dos funciones muy importantes. Por un lado permite construir una teor─▒╠üa renormalizable. El potencial escalar contiene un t├ęrmino de masa y un t├ęrmino cuadr├ítico en el campo de Higgs, los cuales son ajus- tados en base a mediciones experimentales y haci├ęndolos compatible con la aparici├│n de una ruptura espont├ínea de la simetr─▒╠üa SU (2) L ├Ś U (1) Y del SM. Y por otra parte ayuda a explicar la masa de todos los fermiones en el esquema de la teor─▒╠üa cu├íntica de campos, al poseer interacciones de tipo Yukawa que son ajus- tadas para acomodar las masas medidas en la actualidad. Esta ├║ltima caracter─▒╠üstica, que respeta las simetr─▒╠üas correspondientes al SM, es conocida como mecanismo de Higgs y fue propuesta en el a├▒o 1964 por R. Brout, F. Englert y P. Higgs. Sin embargo, existen algunos aspectos que continuan sin explicaci├│n como la raz├│n de los valores de los parametros ajustados, el origen de un escalar fundamental como el bos├│n de Higgs o la existencia de una ruptura espont├ínea de la simetr─▒╠üa electrod├ębil. A partir de estas cuestiones han surgido, entre otras, teor─▒╠üas que asumen que el bos├│n de Higgs no es un campo fundamental sino un estado compuesto de fermiones, que poseen interacciones nuevas, y de gran magnitud, que son evidentes solamente a escalas de energ─▒╠üas m├ís altas. Este conjunto de teor─▒╠üas son conocidas como modelos de Higgs compuestos, y su principal caracter─▒╠üstica radica en conectar la generaci├│n din├ímica de masas con la aparici├│n din├ímica de la ruptura espont├ínea. De esta manera en esta tesis elegimos esta l─▒╠ünea de investigaci├│n, y en particular, el subconjunto de modelos que asumen un estado compuesto formado por quarks top, con el objetivo de explicar las masas de este fermi├│n y del bos├│n de Higgs de forma menos arbitraria, o como en f─▒╠üsica dir─▒╠üamos ÔÇťm├ísÔÇŁ natural. La raz├│n de elegir solamente el quark top radica en que es el fermi├│n con mayor interacci├│n con el bos├│n de Higgs y por ende supondr─▒╠üamos, a priori, con mayor emparejamiento. Adem├ís los resultados no son f├ícilmente extendidos de manera an├íloga a los dem├ís fermiones del SM. Con respecto a las interacciones mencionadas entre fermiones, se podr─▒╠üan tomar en consideraci├│n todos los posibles operadores no renormalizables con los fermiones, de los cuales el de menor dimensi├│n, y que deber─▒╠üa ser m├ís importante, implicar─▒╠üa la existencia de un operador con cuatro de ├ęstos. La consideraci├│n de dicha interacci├│n de cuatro fermiones, en una escala de energ─▒╠üa muy alta, que podemos llamar ╬Ť, tiene consecuencias sobre lo que constituye la teor─▒╠üa efectiva a bajas energ─▒╠üas donde viven los estados compuestos, por ejemplo, el SM. En el esquema de bosonizaci├│n, las con- secuencias consisten en la aparici├│n de un polo de Landau a la escala ╬Ť sobre ciertos acoplamientos, que a su vez implicar─▒╠üa la predicci├│n de los acoplamientos efectivos a partir del conocimiento de dicha escala. Estos ├║ltimos suponen en particular la predicci├│n de las masas de las part─▒╠üculas. En detalle, los acoplamientos efectivos son obtenidos tras hacerlos evolucionar a partir del polo de Landau hasta la escala electrod├ębil haciendo uso de las ecuaciones del grupo de renormalizaci├│n adecuadas. Resulta importante resaltar que debido a la naturaleza de las ecuaciones del grupo de renormalizaci├│n de los acoplamientos, existen puntos de equilibrio que son atractores si la evoluci├│n es considerada desde energ─▒╠üas altas hasta bajas. Esto cons- tituye una caracter─▒╠üstica deseable ya que har─▒╠üa que las predicciones finales no sean significativamente dependientes de los detalles de la teor─▒╠üa a la escala ╬Ť. Usando estos principios y metodolog─▒╠üa, se ha examinado el escenario m├ís simple posible donde el bos├│n de Higgs es un estado compuesto formado solamente por la tercera generaci├│n de quarks. Los resultados en las predicciones en este caso, como lo mencionaron W.A. Bardeen, C.T. Hill y M. Lindner en 1990, son en general demasiado grandes comparadas con los valores medidos experimentalmente. Esto implica que las interacciones y contenido de part─▒╠üculas del modelo est├índard no son suficientes; por lo que m├ís tarde se han desarrollado en la literatura un conjunto de nuevos modelos con el fin de alcanzar la coincidencia entre las predicciones y los valores medidos en las masas. En esta l─▒╠ünea consideramos en este trabajo dos nuevos conjuntos de interacciones y/o part─▒╠üculas, y adem├ís desarrollamos una nueva implementaci├│n de las condiciones de tener la interacci├│n de cuatro fermiones, en ausencia de escalares a altas energ─▒╠üas. La implementaci├│n consiste en exigir la continuidad de los acoplamientos del modelo efectivo, con escalares compuestos, y los correspondientes al modelo de interacciones de cuatro fermiones, con los acoplamientos generados a un loop fermi├│nico. Su obje- tivo radica en plantear condiciones iniciales de forma restrictiva. De todas maneras, la dependencia de las predicciones en la forma de realizar la uni├│n entre los modelos debe ser muy sutil, motivado, por ejemplo, por la falta de conocimiento de la teor─▒╠üa completa m├ís all├í del SM. De esta manera, hemos considerado en primer lugar un conjunto de interacciones de cuatro fermiones con sus componentes de color contra─▒╠üdas de modo m├ís complejo, lo que resulta en escalares compuestos que poseen color. Esta elecci├│n es motivada por generar contribuciones que har─▒╠üan disminuir las predicciones a las masas del quark top y el bos├│n de Higgs. De este modo hemos elegido primero las contracciones que dieran lugar a los escalares de color triplete y sextete, siendo singletes de SU(2)L, y hemos anali- zado las predicciones para las masas del bos├│n de Higgs y quark top para cada escalar separadamente. Los resultados obtenidos consisten en valores superiores a los esperados bajo la restricci├│n, de origen experimental, de limitar a los escalares de color a poseer masas iguales o mayores a la escala del TeV. El an├ílisis en la masa del bos├│n de Higgs posee algunas dificultades en el caso del sextete de color, que son atribu─▒╠üdas en cierta medida a una mayor complejidad en el potencial m├ís general posible en el escalar. Por otro lado, hemos considerado el caso del octete de color y doblete de SU(2)L, que es particularmente motivado por su caracter─▒╠üstica de no generar violaci├│n del sabor entre los quarks del SM. Afortunadamente los resultados obtenidos en este escenario para la masa del quark top son muy favorables, con masas incluso menores a las esperadas y en valores de la escala ╬Ť alejados de la escala de Planck. Mientras que, sin embargo, debido a la complejidad extra en el potencial m├ís general posible del escalar, el an├ílisis en la masa del bos├│n de Higgs tendr├í que ser desarrollado en el futuro. Adem├ís nos enfocamos en otro aspecto del SM, el cual requiere ser mejorado, y es que los neutrinos son part─▒╠üculas masivas. Sucede que en el SM los tres sabores de neutrinos son conjeturados como part─▒╠üculas no masivas y donde no existen com- ponentes derechas, lo que significa que los neutrinos no pueden adquirir una masa gracias al mecanismo de Higgs como los dem├ís fermiones. Sin embargo la no ma- sividad de los neutrinos estar─▒╠üa en contradici├│n con el descubrimiento de oscilaciones del sabor en los neutrinos activos, explicado solo si las masas son diferentes de cero. De este modo se requerir─▒╠üan nuevas interacciones y/o part─▒╠üculas que puedan explicar las masas de los neutrinos ligeros. En particular existen dos escenarios llamados seesaw tipo I e inverse seesaw que son capaces de proporcionar masas correctamente a los neutrinos ligeros y que son utilizados en este trabajo. En el primero se necesita la adici├│n de neutrinos derechos, mientras que en el segundo tambi├ęn son necesarios nuevos fermiones est├ęriles. Ambos escenarios se fundamentan en permitir una mezcla de los neutrinos del SM con estos fermiones extra, de modo que existan autoestados de masa suficientemente peque├▒a para explicar las oscilaciones observadas. Entonces, en segundo lugar, hemos considerado un modelo que acopla el esce- nario de inverse seesaw al marco de composici├│n y que es capaz de realizar predic- ciones correctas a las masas del quark top, el bos├│n de Higgs y los neutrinos ligeros al mismo tiempo. De esta manera el mismo considera una generaci├│n, a modo de simplificaci├│n, de un neutrino derecho y un fermi├│n est├ęril como campos fundamen- tales. Tambi├ęn se plantean dos interacciones de cuatro fermiones, por un lado entre estos fermiones extra y por otro entre el neutrino derecho y las terceras generaciones de quarks y leptones. Es as─▒╠ü que el modelo da pie a dos estados compuestos donde uno de estos est├í asociado a las simetr─▒╠üas electrod├ębiles del SM y el otro solamente a una simetr─▒╠üa global, que puede ser identificada como el n├║mero lept├│nico. Ambos es- calares adquieren un valor esperado distinto de cero en el vac─▒╠üo, por lo que se produce una mezcla entre ambos y entonces generan un autoestado de masa que ser─▒╠üa identifi- cado como el bos├│n de Higgs, que es medido en el Large Hadron Collider (LHC), y en cuyo caso estar─▒╠üa constituido a la vez por neutrinos y quarks de la tercera generaci├│n. Siendo uno de los par├ímetros libres del modelo asociado a la proporci├│n de quarks, respecto a los dem├ís fermiones, que compone al bos├│n de Higgs. La escala de energ─▒╠üa en la cual el n├║mero lept├│nico es roto espont├íneamente ser├í similar a los valores de las masas del escalar asociado y del fermi├│n est├ęril. Los resultados parecen indicar que existe una regi├│n en el espacio de par├ímetros en que los dos acoplamientos de mayor importancia, el Yukawa asociado al quark top y el t├ęrmino cuadr├ítico en el bos├│n de Higgs, reciben contribuciones significativas en su evoluci├│n por parte de los nuevos acoplamientos del modelo. Tanto es as─▒╠ü que las predicciones finales a las masas son lo suficientemente peque├▒as, en t├ęrminos relativos, para alcanzar los dos valores adecuados al mismo tiempo. Parte II: Escenarios con candidatos a Materia Oscura La materia oscura (DM, por sus siglas en ingl├ęs) es el concepto en el que nuevas part─▒╠ücula(s) son responsables de las discrepancias entre las predicciones de la teor─▒╠üa de la Relatividad General, propuesta por Einstein en 1915, y algunas observaciones a la escala gal├íctica, de c├║mulos de galaxias y cosmol├│gica. Por lo tanto, la DM representa otra v─▒╠üa fuera del SM de part─▒╠üculas elementales, as─▒╠ü como las ya mencionadas antes. Una de las evidencias m├ís importantes de desacuerdo se descubri├│ en la medici├│n de la distribuci├│n de velocidades de las estrellas alrededor del centro en las galaxias espirales. La medici├│n result├│ ser muy diferente a la predicci├│n, con velocidades de rotaci├│n muy altas en regiones demasiado alejadas de la influencia gravitatoria del n├║cleo gal├íctico. Lo que en el marco de materia oscura supondr─▒╠üa una distribuci├│n de masas bastante diferente a la que resulta tras cuantificar la materia visible dentro de las galaxias espirales. En particular se podr─▒╠üa decir que grandes abundancias de materia no visible yacen dispersas en un halo alrededor del n├║cleo gal├íctico. Por otro lado tambi├ęn llegaron otras observaciones muy importantes, como la medici├│n de temperaturas medias m├ís altas de lo esperado en el gas que compone a galaxias el─▒╠üpticas, o como la aparici├│n del efecto de lente gravitational en que la luz proveniente de objetos lejanos es curvada en una regi├│n donde no existe suficiente materia visible. Este ├║ltimo fen├│meno es relacionado con la observaci├│n de filamentos entre galaxias dentro de c├║mulos de galaxias, y con la colisi├│n de dos c├║mulos como en el llamado Bullet Cluster en ingl├ęs. Adem├ís de las evidencias gravitacionales que justifican la proposici├│n de materia oscura, tambi├ęn fueron dise├▒ados experimentos que han puesto a prueba si existen interacciones m├ís all├í de las gravitatorias, con resultados nulos. As─▒╠ü es que las nuevas part─▒╠üculas que compondr─▒╠üan la DM necesitan satisfacer ciertas condiciones o requerimientos, derivados de la fenomenolog─▒╠üa observada hasta el d─▒╠üa de hoy y con el objetivo de explicar las discrepancias mencionadas antes. Entonces, m├ís all├í de ser part─▒╠üculas masivas, necesitan no tener interacciones gauge correspondientes con las simetr─▒╠üas del SM (por lo que son caracterizadas como singletes), y evitar adem├ís todas las detecciones directas e indirectas realizadas hasta el momento, as─▒╠ü como tambi├ęn no ser producidas en los aceleradores de part─▒╠üculas. Asimismo deber─▒╠üan ser estables respecto a la edad del Universo y tener una abundancia espec─▒╠üfica, conocida como abundancia reliquia, que es usualmente representada por el cociente entre la densidad de energ─▒╠üa de DM y la densidad cr─▒╠ütica asociada a un Universo plano. La abundancia reliquia de DM puede ser generada por un conjunto de mecanis- mos, de los cuales los dos m├ís comunes son llamados en ingl├ęs freeze-out y freeze-in, siendo el primero el considerado en esta tesis. El primero se basa en asumir que en cierto momento en el Universo temprano las part─▒╠üculas de DM estar─▒╠üan en equilibrio t├ęrmico con el ba├▒o t├ęrmico de part─▒╠üculas del SM, mientras que en el ├║ltimo meca- nismo se requiere lo opuesto, es decir, que la DM nunca ha llegado a dicho equilibrio y adem├ís que su abundancia temprana fue insignificante. Este equilibrio t├ęrmico entre dos especies de part─▒╠üculas se sustenta en que las in- teracciones entre las mismas son sumamente importantes, de modo que ├ęstas pueden alcanzar el ÔÇťcontacto t├ęrmicoÔÇŁ mientras la expansi├│n del Universo lo permita. Como consecuencia las especies comparten la misma temperatura y sus densidades siguen aquellas asociadas al equilibrio, llamadas distribuciones de Bose-Einstein en el caso de part─▒╠üculas escalares o de Fermi-Dirac en el de fermiones. De este modo, se modela la evoluci├│n de las densidades de part─▒╠üculas como siguiendo los valores asociados al equilibrio, hasta que las interacciones se hacen pro- gresivamente m├ís d├ębiles con el tiempo y la expansi├│n de Universo deja de permitir el equilibrio t├ęrmico. Cuando esto ├║ltimo sucede se dice que la densidad normalizada por la expansi├│n del Universo se ha ÔÇťcongeladoÔÇŁ, y a partir de entonces la densidad depende de modo diferente con la temperatura. La clave para reproducir el valor correcto de la abundancia de DM al d─▒╠üa de hoy reside en que el congelamiento debe suceder en el momento justo. El modelo mencionado en la primera parte de la tesis, donde se realiza la im- plementaci├│n del escenario de inverse seesaw en el marco de composici├│n, implicaba la existencia de una part─▒╠ücula llamada bos├│n de pseudo-Goldstone, vinculada a la ruptura espont├ínea de una simetr─▒╠üa global, que en su caso es asociada al n├║mero lept├│nico. El b├│son de pseudo-Goldstone puede ser identificado como un posible can- didato a DM, ya que por su naturaleza las interacciones son dependientes fuertemente con la energ─▒╠üa. Esto conlleva ventajas a la hora de evitar haber sido ya descubierto en detecciones directas o producciones en aceleradores de part─▒╠üculas. Sin embargo, en el modelo analizado esta part─▒╠ücula tendr─▒╠üa interacciones de tipo Yukawa a un loop con los fermiones del SM que le permitir─▒╠üan decaer a ellos, si su masa lo permite, lo que la podr─▒╠üa prohibir de ser DM debido a los l─▒╠ümites establecidos sobre la vida media de un candidato a DM. Desafortunadamente, en el esquema de composici├│n los acoplamientos son muy grandes, derivado del polo del Landau que satisfacen a la escala ╬Ť, incluso cuando las energ─▒╠üas son bajas por lo que el decaimiento se hace muy grande en este escenario, que entonces excluye al bos├│n de pseudo-Goldstone de ser un posible candidato a DM. De este modo pasamos a enfocarnos, en una segunda parte de la tesis, en las interacciones de cuatro fermiones que puedan dar lugar a que uno de estos sea un candidato a materia oscura, aunque fuera del esquema de composici├│n ya analizado. Dichas interacciones ser─▒╠üan todas aquellas formadas por los mismos fermiones que antes, aunque en una generaci├│n solamente con motivos de simplificar la fenomenolog─▒╠üa: el neutrino derecho m├ís un nuevo fermi├│n est├ęril que har─▒╠üa de candidato a DM. La motivaci├│n de ligar a los neutrinos con materia oscura yace en el deseo de explicar dos de los grandes misterios que existen en la f─▒╠üsica actual. As─▒╠ü es que el an├ílisis considera los siguientes conjuntos de suposiciones. En primer lugar que el candidato a materia oscura es el nuevo fermi├│n y que ├ęste ser├í de Majorana siendo cargado con una simetr─▒╠üa discreta Z 2 . Y en segundo lugar que la abundancia de DM es generada en el mecanismo conocido como freeze-out, el cual resulta natural en este modelo para el espacio de par├ímetros considerado. La simetr─▒╠üa discreta tiene como objetivo brindar al candidato de estabilidad y as─▒╠ü evitar los l─▒╠ümites ya mencionados a la vida media. Por otro lado nos enfocamos en el espacio de par├ímetros, de masas y acoplamientos, en que la abundancia es predominantemente producida gracias a la aniquilaci├│n de part─▒╠üculas de DM a neutrinos derechos, lo que principalmente conlleva a estar en la regi├│n donde el neutrino derecho es la part─▒╠ücula m├ís ligera del sector oscuro. De esta manera este an├ílisis es desarrollado de forma que el v─▒╠ünculo entre el SM y el sector oscuro est├ę predominantemente enfocado en el acoplamiento de tipo Yukawa entre el b├│son de Higgs, el doblete lept├│nico y el neutrino derecho. Dicho escenario es conocido en la literatura de materia oscura como Neutrino Portal. Luego analizamos los modelos en que las interacciones de cuatro fermiones son generadas efectivamente tras integrar un campo m├ís pesado. As─▒╠ü el sector oscuro de estos modelos se formar─▒╠üa por los dos fermiones extras al SM y la part─▒╠ücula m├ís pesada. Estos modelos son dividos seg├║n si el mediador es un campo escalar real o complejo o un campo vectorial. A su vez los casos con un campo escalar son separados dependiendo si el diagrama de Feynman, correspondiente a la aniquilaci├│n de DM a neutrinos derechos, sucede en lo que se conoce como canal-t o canal-s. Se realiz├│ un an├ílisis de la fenomenolog─▒╠üa en el caso de un mediador masivo tanto real como complejo en canal-t, mientras que en el canal-s solamente en el caso real. Una de las conclusiones m├ís destacadas es que el espacio de par├ímetros adecuado, para el nuevo fermi├│n como candidato a materia oscura, es en el que los valores de las masas de ├ęste y del escalar mediador no est├ín demasiado alejados. Siendo espec─▒╠üficos, los valores de masas se situaron entre los 100 GeV y los 800 GeV en el caso de canal-t, mientras que en canal-s entre los 2 GeV a 100 TeV gracias a la existencia de una resonancia entre el DM y el escalar. Adem├ís uno de los escenarios del modelo con un escalar complejo en canal-t, posee la peculiaridad de generar a un loop las masas de los neutrinos derechos. Lo que resulta satisfactorio dado que podr─▒╠üa explicar de forma natural la peque├▒ez relativa en las masas de los neutrinos ligeros. Sobre estos modelos tambi├ęn se examin├│ la variaci├│n en los resultados de la abundancia reliquia de materia oscura proveniente de realizar aproximaciones a las ecuaciones diferenciales, llamadas ecuaciones de Boltzmann, que rigen la evoluci├│n de la densidad de DM. La diferencia con el caso no aproximado fue solo manifiesta en regiones espec─▒╠üficas del espacio de par├ímetros, mientras que en el resto se encontr├│ que las aproximaciones proveen de resultados confiables. Volviendo a plantear al bos├│n de Goldstone como candidato a DM, tambi├ęn hemos explorado bajo qu├ę condiciones este campo escalar podr─▒╠üa ser efectivamente un candidato adecuado. Por ejemplo, haciendo que los acoplamientos Yukawa con los fermiones sean muy peque├▒os, se podr─▒╠üan evitar los l─▒╠ümites en la vida media que posee la materia oscura. De este modo hemos examinado el l─▒╠ümite en que no existen interacciones de tipo Yukawa, ni tampoco los fermiones extra al SM mencionados antes. Entonces en el modo m├ís simple posible, en t├ęrminos del n├║mero de part─▒╠üculas nuevas, analizamos candidatos a materia oscura en un modelo con dos campos reales desde donde emerge la existencia de un bos├│n de Goldstone masivo. Con el objetivo de estabilizar al mismo se asume que existe una simetr─▒╠üa discreta Z 2 capaz de ha- cerlo, proporcionando as─▒╠ü un candidato a materia oscura, que identificaremos como el segundo escalar. El modelo considera que los dos campos escalares reales nuevos al SM estar─▒╠üan cargados con una simetr─▒╠üa O(2) global que debe ser espont├ínea y expl─▒╠ücitamente rota. En el caso en que la ruptura es solamente expl─▒╠ücita, el espacio de par├ímetros adecuado para tener un candidato a DM es m├ís o tan limitado como el modelo escalar m├ís simple posible con DM (├║nicamente un campo real como sector oscuro). Este ├║ltimo se limita a que el valor de la masa de la materia oscura es aproximadamente la mitad del valor de la masa del bos├│n de Higgs o bien debe ser mayor o igual al TeV. De este modo, m├ís all├í de los t├ęrminos que componen el potencial sujeto a la simetr─▒╠üa O(2), se consideraron todos los posibles t├ęrminos de ruptura que for- mar─▒╠üan el potencial m├ís general posible con dos campos reales extra. Sin embargo se eligieron cuatro modelos, que llamamos modelos m─▒╠ünimos, para analizar en detalle la fenomenolog─▒╠üa, tratando de identificar las regiones que generan las condiciones favorables para tener una part─▒╠ücula de materia oscura, y a la vez determinar si la regi├│n

    Can scalars have asymptotic symmetries?

    Get PDF
    Recently it has been understood that certain soft factorization theorems for scattering amplitudes can be written as Ward identities of new asymptotic symmetries. This relationship has been established for soft particles with spins s>0, most notably for soft gravitons and photons. Here we study the remaining case of soft scalars. We show that a class of Yukawa-type theories, where a massless scalar couples to massive particles, have an infinite number of conserved charges. This raises the question as to whether one can associate asymptotic symmetries to scalars

    Asymptotic charges from soft scalars in even dimensions

    No full text
    corecore