Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами

Козлов, Геннадий Алексеевич

Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.23 ВАК РФ

Козлов, Геннадий Алексеевич АВТОР

доктора физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Дубна МЕСТО ЗАЩИТЫ

2008 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.23 КОД ВАК РФ

Диссертация по физике на тему «Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами»

Автореферат диссертации на тему "Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами"

2-2008-86

На правах рукописи УДК 539.12 017, 539 128 2

КОЗЛОВ Геннадий Алексеевич

АДРОННЫЕ ПРОЦЕССЫ И ЭФФЕКТЫ ЭЛЕКТРОСЛАБЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ В СТАНДАРТНОЙ МОДЕЛИ И ЗА ЕЕ

ПРЕДЕЛАМИ

Специальность: 01.04 23 — физика высоких энергий

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

ОД

2 е АВГ 2008

Москва 2008

003445467

Работа выполнена в Объединенном институте ядерных исследований

Официальные оппоненты

доктор физико-математических наук,

профессор Прохоров Лев Васильеви

(Научно-исследовательский институт физики имени В А Фока физического фа культета Санкт-Петербургского государственного университета, г Санкт-Петербург)

доктор физико-математических наук, профессор Поликарпов Михаил Игореви

(Институт теоретической и экспериментальной физики, г Москва

доктор физико-математических наук Дубинин Михаил Николаеви

(Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д В Скобельцына Московский государственный университет имени М В Ломоносова)

Ведущая организация

Институт ядерных исследований РАН, Москва

Защита диссертации состоится "Л?"_2008 г на заседании совета Д 501 001 7

по защите докторских и кандидатских диссертаций при Московском государственно», университете имени M В Ломоносова

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке НИИЯФ МГУ

Автореферат разослан "Q-У-"... .fiJL__2008 г

Ученый секретарь диссертационного совета

доктор физико-математических наук, профессор /О С И Страхова

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Современные представления о структуре фундаментальных взаимодействий опираются на стандартную модель (СМ) сильных, слабых и электромагнитных взаимодействий, являющуюся успешной теоретической схемой, согласованной с экспериментальными данными Окончательный триумф СМ будет достигнут в связи с открытием, предсказанного в рамках СМ, массивного скалярного бозона Хиггса, ответственного за нарушение Зи(2)-симметрии Оценки минимальной массы бозона Хиггса на уровне 114 4 ГэВ, по результатам экспериментов ЬЕР2 в ЦЕРНе, было воспринято как еще одно подтверждение успеха СМ

Очевидно, что новая поисковая физика элементарных частиц, направленная на исследование структуры материи в области ТэВ-ных энергий (особенно на Тэватроне и в будущем на Большом Адронном Коллайдере в ЦЕРНе) не может более опираться на стандартные представления, связанные с симметрией 311(3) х 311(2) х и( 1) В частности, одна из наиболее остро стоящих проблем связана с выяснением структуры хорошо известной пустыни энергетических масштабов, где по сути отсутствуют новые (фундаментальные) частицы с массами, лежащими в области от ~ 0 2 ТэВ до 1012 ТэВ Возникает существенная необходимость изменения представлений о природе фундаментальных взаимодействий, выход за пределы СМ путем расширения симметрии, где калибровочная группа СМ является подгруппой новой расширенной минимальной группы Унификация сил взаимодействия с помощью включения суперсимметрии является существенной парадигмой как результат ЬЕР1 и ЬЕР2 прецизионных измерений Простейшей группой теории великого объединения является группа БЩб), но лишь расширенные симметрии, связанные с группой Е6, возникающей в теории струн, могут являться хорошими кандидатами на объяснение появления, например, новых калибровочных ^'-бозонов на масштабе 1 ТэВ В этих расширенных моделях, предполагающих многоступенчатое нарушение симметрии до симметрии СМ, возможно появление новых частиц в скалярном, фермионном и калибровочном секторах с массами порядка 1 ТэВ се это стимулирует многочисленные попытки выхода за рамки представлений СМ и в оисках новых тяжелых кварков (например, в следующих поколениях после третьего), вязанных кварк-антикварковых состояний, содержащих тяжелые кварки, расширен-гого сектора бозонов Хиггса, включая частицы с различными СР-четностями, заря-енными и даже двукратно заряженными скалярными частицами, дополнительных калибровочных бозонов Ъ' и тд

Наиболее перспективными моделями за пределами СМ, претендующими на рас-рытие спектра новых частиц при энергиях 1-10 ТэВ являются суперсимметрия, Е&, 0(10), модель Хиггса с двумя дублетами и так называемая модель "малого Хиггса" то далеко не полный перечень всех расширенных моделей Модель "малого Хиггса" одпитывается старой идеей иметь достаточно легкий Хиггс-бозон Таким образом, оследний можно представить в виде псевдо-голдстоуновского бозона с нарушенной лобальной симметрией Бозон Хиггса становится массивным на уровне элекрослабого асштаба за счет радиационных поправок Здесь новая физика входит в теорию с ха-актерным масштабом Л ~ 4 тг /, где / ~ 0(1) ТэВ Эта новая физика содержит допол-штельные заряженные и нейтральные поля, которые вносят дополнительный вклад в

петлевых вычислениях, особенно в распадах бозонов Хиггса на фотоны или глюоны Потенциально важным моментом является эффект смешивания между нейтральными компонентами двух дублетов хиггсовского поля Этот эффект смешивания может привести к существенным изменениям констант связи поля Хиггса с г-бозонами и топ-кварком Любая из моделей "малого Хиггса" содержит тяжелые кварки Т и новые дополнительные калибровочные бозоны \Уц с массами ~ / для обеспечения сокращения квадратичной расходимости массы Хиггса вследствие вкладов топ-кварков и \У- бозонов Эти новые тяжелые состояния смешиваются с полями других частиц на уровне V2//2 (у ~ 246 ГэВ) Полезность расширенных моделей состоит в том, что СМ естественным образом может быть в них включена при условии, что конкретные расширенные модели, обладающие достаточной симметрией, обеспечивают сокращение квадратичных расходимостей к хиггс-массовому параметру на однопетлевом уровне

С другой стороны, отметим перспективные модели за пределами СМ (например, расширенные до новой калибровочной группы и'(1)), в которых существуют новые симметрии и новые частицы в скалярном, псевдоскалярном и векторном секторах уже при сравнительно низких энергиях В этих моделях константы взаимодействия ожидаются существенно меньшими, чем в СМ Тем не менее фундаментальные свойства этих легких частиц, взаимодействия с полями других частиц представляют несомненный интерес в современной физике масштабов до 1 ГэВ

Между тем, теоретический базис, объясняющий "область" рождения частиц-источника частиц, его пространственных размеров и времени жизни остается пока не до конца выясненным Уже давно было осознано, что в моделях, описывающих рождение частиц, например, феноменологическая модель бозе-эйнштейновской корреляции многих частиц, модель больших множественностей, присутствуют проблемы, не позволяющие рассматривать их как достаточно согласованные Хорошо известны важность бозе-эйнштейновской корреляций и их экспериментальный и теоретический статус Как основной недостаток отмеченных выше моделей следует отметить проблемы внутренней самосогласованности, параметризации функций распределения, содержащих свободные параметры, вопрос о влиянии эффекта когерентности системы адронизации на функции бозе-эйнштейновской корреляции

Безусловно возникают естественные проблемы объяснения возможности существования составных объектов, связанных из тяжелых кварков и антикварков, проблемы идентификации новых калибровочных бозонов и состояний бозонов Хиггса из сложной структуры мультидублетных состояний Эти и другие свойства расширенных моделей подводят нас к вполне обоснованному пониманию, что модели данного класса могут быть прообразами будущей фундаментальной теории при больших масштабах энергий Попытки построения фундаментальной теории, выходящей за рамки представления СМ весьма интенсивны, но к настоящему времени теория далека от своего завершения Поэтому представляется актуальным изучение внутренней структуры и свойств таких моделей, получение феноменологических следствий, выявление противоречий или непротиворечий современным экспериментальным данным, поиск характерных мод распадов и взаимных переходов, которые могли бы проявляться в будущих экспериментах Основная цель диссертации состоит в исследовании общих свойств расширенных (калибровочных) моделей, их применении к физике адронов в легком и тяжелом секторах, скалярных частиц и калибровочных бозонов, изучении природы дуальности

при удержании заряженных частиц на больших расстояниях, и выяснение механизма многочастичной корреляции при множественном рождении тождественных частиц при высоких энергиях

Научная новизна и практическая значимость В диссертации предложен новый подход к исследованию общих свойств адронов (связанных состояний кварка и антикварка) как в легком, так и тяжелом секторах, включая новые (экзотические) состояния, физики скалярных бозонов Хиггса в СМ и ее расширении с учетом двух дублетов поля Хиггса, физики дополнительных калибровочных симметрий, их феноменологии и возможных проявлениях в низкоэнергетических процессах и при высоких энергиях Разработан новый подход для исследования редких двухлептонных распадов легких адронов, содержащих странные кварки Обнаружены новые эффекты, связанные с существенной ролью вещественной части амплитуды лептонных распадов ж—, т]—, /('¿-мезонов Новая схема исследования процессов лептонных распадов К^-мезонов может быть обобщена на другие редкие моды распадов ^¿-мезонов и открывает, таким образом, новые перспективы в этой области физики Впервые установлена особая роль вкладов за счет учета странных кварков в вершинной функции связанного состояния

Природа фундаментальной (теоретической) массы скалярного бозона Хиггса, определяемой лишь константой самодействия в эффективном лагранжиане, остается важнейшей из нерешенных проблем теории элементарных частиц С точки зрения физики промежуточных энергий представляется актуальным поиск скалярных частиц, Х- бозонов, в легком секторе с соответствующими легкими состояниями калибровочных бозонов, отвечающих дополнительной калибровочной группе и'(1) в расширенной калибровочной группе 5{7(3) х 5?7(2) х £7(1) х £/'( 1) В диссертации предложен новый подход поиска легких гипотетических скалярных частиц, слабо-связанных с основными фундаментальными полями (д[ « д1), на примере распадов легких адронов Модель основана на важной роли КХД аномалии в дивергенции аксиального тока Основная особенность взаимодействия легкого скалярного бозона состоит не во взаимодействии с кварками легких адронов, а с глюонами Получены ограничения сверху на константы взаимодействия х~ бозона с кварками в зависимости от, например, синглет-октетного угла смешивания в системе ц — ц' Это является особенно привлекательным и актуальным для современных экспериментов по низкоэнергетической экзотической физике В частности, результаты, полученные в диссертации, положены в основу интерпретации данных по верхнему пределу на массы частиц на установке \VASA-Celsius при энергиях до 1 ГэВ

Для исследования важной проблемы физики заряженных частиц на больших расстояниях-удерживание кварков (конфайнмент)- в рамках дуальной модели с максимальной абелевой проекцией сформулирован новый подход, основанный на векторных дуальных потенциалах Впервые получены точные аналитические выражения для функций распространения скалярного поля ("поля Хиггса") и дуального калибровочного поля, взаимодействующего с "полем Хиггса" Получены дополнительные ограничения на постоянную натяжения струны в эффективном потенциале, ответственным за удерживание кварков, и произведена оценка величины этой константы Получены точные решения релятивистских вихревых уравнений

Исследованы новые возможности оценки массы Хиггс-бозона в СМ при достаточно больших значениях бегущей юкавской константы связи в зависимости от предельного масштаба Л новой физики

В диссертации открыто новое направление, лежащее на стыке теории квантованных полей при конечной температуре и теории хаотического движения частиц - построена модель квантового распределения бозе - и ферми-частиц на основе квантовой эволюции (типа Ланжевена), описывающей изменения во времени (и в пространстве) функций состояний или операторов рождения и уничтожения частиц, испытывающих возмущения в результате стохастических взаимодействий, и подвергающихся беспорядочному воздействию со стороны окружающих частиц в конечномерном термализованном 4-х мерном пространстве-времени Впервые исследована природа внешних возмущений (в эволюции), различающихся по своему функциональному воздействию на систему частиц, находящихся в состоянии равновесия

а) возмущения 1-го рода, тн динамические воздействия, создаваемые внешними полями, которые могут оставаться постоянными во времени или меняться произвольным образом,

б) возмущения 2-го рода, например, возникающие вследствие "теплового воздействия", невозможно описать простым изменением гамильтониана системы Такие возмущения возникают при наложении на систему извне некоторого типа неоднородностей Для учета этого выбрана определенная форма функции неоднородностей Предложен новый механизм учета эффекта термостата, который есть не что иное, как ансамбль (квантовых) осцилляторов гармонически связанных с частицами, испытывающими воздействие внешних сил Наиболее общий вид уравнения эволюции, предложенный в диссертации, выглядит следующим образом dtf(t) = 0[f(t)], где О [/(í) ¡-оператор внешних возмущений, нелинейный функционал от функции (оператора) f(t)

Сформулированы общие принципы построения функций распределения и многочастичных корреляционных функций Бозе-Эйнштейна с учетом средней множественности рожденных частиц Впервые показано, как этот метод может быть обобщен на статистику Ферми-Дирака Впервые получено аналитическое выражение для двух-частичной корреляционной функции Бозе-Эйнштейна, в которой найдены ранее не известные дополнительные вклады, несущие в себе информацию о произвольных источниках, и имеющие принципиальное значение в связи с интерпретацией современных данных по 2-частичным корреляциям тождественных частиц (эксперименты на LEP (DELPHI, ALEPH, OPAL, L3), RHIC (STAR, PHENIX), Tevatron (CDF, DO))

Как следствие, в диссертации впервые получены строгие ограничения снизу на пространственно-временную область эмиссии тождественных частиц Впервые представлен метод оценки средней множественности и функции хаотичности по вычисленной (или, в принципе, полученной из эксперимента) двух-частичной бозе-эйнштейновской корреляционной функции Модель может быть непосредственно применена к теории кварк-глюонной плазмы, где реальные полевые операторы, описывающие поля кварков, глюонов и легких адронов, связаны с найденными в диссертации операторами как решениями квантового эволюционного уравнения Данный метод впервые применяется к теории деконфайнмента при критической температуре Тс ~ 160 ГэВ перехода из фазы адронного состояния в конечное "пространство" невзаимодейст-

вующих кварков и глюонов Произведены оценки пространственно-временных областей "существования" бозе (глюонов)- и ферми (кварков)- частиц

Природа масс новых частиц в расширенных (относительно СМ) моделях (например, массы бозонов Хиггса в двухдублетной модели Хиггса, массы новых калибровочных бозонов Z' и И/±/, массы суперсимметричных кварков, особенно стоп-кварков, ответственных за "приращение" массы легчайшего бозона Хиггса) остается одной из неясных проблем современной физики частиц В диссертации проведено исследование взаимодействий, осуществляемых дополнительными калибровочными бозонами Z', в теории четырехфермионного взаимодействия Впервые найденные правила сумм для масс хиг-гсовских бозонов и новых калибровочных бозонов, позволили установить с помощью экспериментальных данных CDF (Тэватрон, США) жесткие ограничения на верхний предел по массам суперсимметричных топ-кварков, дать оценку снизу на массу легчайшего CP-четного бозона Хиггса, а также установить нижнюю границу на сумму масс двух CP-четных бозонов Хиггса в расширенной Е6-суперструнной модели

Проведено исследование распадов бозонов Хиггса, индуцированных однопетлевыми промежуточными состояниями заряженных и нейтральных полей Основными мотивами для более детального исследования этой ветви физики в диссертации являются следующие предпосылки:

а) несмотря на то, что бозон Хиггса является основным интригующим объектом в современной физике элементарных частиц, его свойства еще не достаточно полно исследованы в сравнении с предсказаниями СМ и ограничениями, накладываемыми опытными данными,

б) спектр взаимодействий бозона Хиггса с необходимостью должен быть расширен по сравнению с теми взаимодействиями, которыми оперирует СМ,

в) хотя новые (возможно фундаментальные) состояния в расширенных моделях могут оказаться слишком "тяжелыми", чтобы быть обнаруженными в экспериментах на адронных коллайдерах или линейных ускорителях, квантовые петлевые поправки, возникающие за счет этих новых состояний, могут быть первичной полезной сигнатурой в проявлении новой физики,

г) распады бозонов Хиггса, инспирированные петлями, например, фермионных полей, естественным образом зависят от констант взаимодействия этих бозонов с полями тяжелых кварков и калибровочных бозонов, которые хорошо определены во многих расширенных моделях, например, Минимальной Суперсимметричной СМ, Е6-суперструниой модели и тд

Впервые построены модели для исследования редких мод распадов Z'(Z2)-6o3ohob на кварк-антикварковые связанные состояния с эмиссией бозонов Хиггса, радиационных распадов Z', распадов /г-бозонов на Z\ и бозоны Хиггса, взаимных переходов новых калибровочных бозонов, бозонов Хиггса и кварковых состояний, распадов СР-четных бозонов Хиггса на два гамма-кванта, два глюона, распадов CP-нечетных бозонов Хиггса на лептонные пары, два гамма-кванта или два глюона с эмиссией СР-четных бозонов Хиггса

Предложены и исследованы новые возможности лабораторного наблюдения квар-кониев, содержащих тяжелые кварки (сравнимые по массе с топ-кварком), включая кварки четвертого поколения up- и down- типов Произведено обоснование критерия возможности существования таких тяжелых связанных состояний Изучены редкие моды распадов тяжелых кваркониев с рождением бозонов Хиггса и калибровочных бозонов, произведено сравнение с наиболее вероятными модами распадов тяжелых кварков Для сравнения, представлены результаты идентификации бозонов Хиггса по их радиационным распадам с относительно стабильными тяжелыми кваркониями В частности, полученные в диссертации результаты вошли в пакет экспериментальных исследований на Большом Адронном Коллайдере Проведено исследование эффектов адронизации тяжелых состояний кварков и антикварков в фазе деконфайнмента Вычислены коэффициенты подавления при рождении ЬЬ и сс векторных связанных состояний с учетом эффектов деконфайнмента

На защиту выносятся следующие результаты

1 Разработан новый подход для исследования редких двухлептонных распадов легких адронов, содержащих странные кварки Основой метода для конкретных вычислений служит корректная формулировка ковариантного одновременного подхода к проблеме двух тел в квантовой теории поля Выделена существенная роль вещественной части амплитуды лептонных распадов г? и Kl мезонов в модели полюсной доминантности с учетом промежуточных легких псевдоскалярных состояний Впервые установлена особая роль вкладов за счет учета странных кварков в вершинной функции связанного состояния

2 Впервые (при помощи формализма двухточечных функций Уайтмана) исследована и классифицирована модель скалярного поля дипольного типа, в которой получено выражение для массы скалярного легкого экзотического х-бозона при конечной температуре Продемонстрирована лидирующая роль связи х-бозона с глюонами, индуцированная тяжелыми кварками в промежуточных состояниях Проведены новые исследования рождения х-бозонов в радиационных распадах w- и ij- мезонов, а также получены ограничения на константы связи х-бозона с кварками

3 Разработан новый подход (на основе векторных дуальных потенциалов), позволяющий исследовать проблему удерживания двух цветных зарядов на больших расстояния В рамках этого формализма впервые получено решение для дуального калибровочного поля, которое определяется дивергенцией тензора напряженности струны Дирака и дивергенцией скалярного поля (поля Хиггса), а также найдены функции распространения скалярного и дуального калибровочного полей Найдено новое выражение для профиля электрического поля в вихревом потоке Получено дополнительное ограничение на постоянную натяжения струны

4 Впервые проведено детальное исследование квантовых корреляций тождественных элементарных частиц Получено новое уравнение эволюции частиц (типа уравнения Ланжевена) в квантово-полевом подходе Модель объясняет процесс эволюции операторов частиц, испытывающих возмущения в результате стохастических взаимодействий с окружающими частицами в конечномерном пространстве-времени при конечной температуре Впервые получены в аналитическом виде выражения для двухчастич-

ной функции корреляции Бозе-Эйнштейна и Ферми-Дирака для тождественных частиц с новыми ранее не известными слагаемыми в результате учета произвольного хаотического источника и в зависимости от массы частицы и температуры области рождения частиц Получено математически строгое подтверждение того факта, что при малых значениях разницы между импульсами двух частиц, возникает интерференционный пик вероятности, ширина которого определяется пространственно-временными характеристиками источника рождения частиц Впервые получены ограничения на минимальные размеры пространственно-временного распределения источника рождения частиц в зависимости от максимального значения двухчастичной функции корреляции, средней множественности и абсолютной температуры окружающей среды Численные оценки, выполненные на основе полученных формул для двухчастичной функции корреляции в случае тг- и К- мезонов, объясняют данные экспериментов на LEP и HERA Разработанная модель является универсальной и может быть использована при исследованиях многочастичных корреляций в широком диапазоне масс частиц, рожденных при столкновениях, как лептонов, адроиов, так и тяжелых ионов Получены феноменологические следствия модели применительно к проблеме свободного равновесного состояния кварков и глюонов в замкнутом объеме - кварк-глюонной плазме

5 Проведены новые исследования по установлению ограничений на массы бозона Хиг-гса в зависимости от масштаба новой физики Л, при этом найдена функциональная зависимость массы топ-кварка от Л Установлено, что включение в теорию фермионов в рамках расширенных моделей или фермионов четвертого поколения, не приводит к существенному изменению полученных результатов Разработан новый подход для исследования проблемы нестабильности (слабого) вакуума Найдены условия для существования устойчивого вакуума при достаточно больших значениях скалярных полей, превышающих значения их вакуумного ожидания Положение нового стабильного вакуума смещается экспоненциальным образом с увеличением масштаба поля Хиггса

6 Разработан новый подход для исследования общих свойств тяжелых калибровочных бозонов Z' в рамках модели 4-х фермионного взаимодействия Впервые проведены исследования распадов Z'-бозонов на адроны и бозоны Хиггса, что позволило оценить константы связи ^'-бозонов с полями других частиц Проведены новые исследования радиационных распадов Z' с эмиссией стандартных ^-бозонов, а также распадов СР-нечетных хиггсовских бозонов с эмиссией CP- четных легких бозонов Хиггса Впервые получены массовые правила сумм бозонов Хиггса в рамках расширенной модели Хиггса с двумя дублетами, где отражен учет вклада нового калибровочного бозона Z' Получены новые ограничения на принципиальные параметры новой физики, исходя из данных коллаборации CDF по поиску отклонений от предсказаний СМ при рождении электронов и мюонов с учетом вкладов от новых калибровочных бозонов Z' Проведены новые исследования бозонов Хиггса в CP-четном и CP-нечетном секторах по их распадам на лептонные пары и двухфотонные или двухглюонные состояния и легкий CP-четный бозон Хиггса, соответственно, а также в распадах собственных массовых состояний ¿^-бозона на ^-бозон при эмиссии бозона Хиггса

7 Разработан новый подход к исследованию проблемы тяжелых кварк-антикварковых состояний, содержащих кварки новых поколений, в частности кварки четвертого поколения Впервые в аналитической форме получено условие на критерий существования таких состояний Вычислены эффективные сечения рождения тяжелых кварк-

антикварковых состояний Впервые выполнено исследование рождения этих состояний в распадах СР- четных легких бозонов Хиггса

8 Разработан новый подход для исследования эффектов адронизации тяжелых состояний кварков и антикварков в фазе деконфайнмента Найдены новые механизмы, удерживающие тяжелые кварки в связанном состоянии с учетом сильной юкавской константы связи в расширенной модели Хиггса с двумя дублетами Получены критерии на собственное время жизни тяжелых кваркониев

Получен коэффициент искажения фазы деконфайнмента в кварк-глюонной плазме Найден аналитический вид коэффициента искажения с учетом полного и частичного деконфайнмента Вычисления проведены для с- и 6- кварковых состояний в случае векторных и псевдоскалярных мезонов

Апробация работы

Результаты, представленные в диссертации, докладывались на семинарах в Лаборатории теоретической физики и в Лаборатории ядерных проблем Объединенного института ядерных исследований (Дубна), в институте теоретической физики им Юкавы (Киото), в Национальной ускорительной лаборатории им Э Ферми (США), Токийском университете, университетах Тцукубы, Ниигаты, Кочи, Кобе, исследовательском центре ядерных проблем университета в Осаке, в университетах Милана, Пизы, Неаполя, Падуи, Флоренции, Триеста, Афин, Варшавы, Братиславы, институтах ядерной физики в Кракове и Орсэ, в Национальной ускорительной лаборатории в Сакле, Технических университетах в Берлине и Вене, в институте физики высоких энергий Академии наук Австрии (Вена), а также на Международной конференции по теории связанных состояний и протяженных объектов, Каруизава ( Япония) 1992, Международных конференциях по структуре адронов в Словакии, 1988, 1990, 1992, Международном симпозиуме по слабым и электромагнитным взаимодействиям, Осака, 1995, Международной конференции по интегралам и путям, Флоренция, 1998, Международной Бо-голюбовской конференции, Киев, 1999, 2004, III Международной Сахаровской конференции по физике, Москва, 2002, Международной конференции по физике на ATLAS, Афины, 2003, Международной конференции по физике высоких энергий (Рочестер-ская конференция), Пекин, 2004, VI-й Международной конференции по конфайнменту кварков, Сардиния, 2004, Международной конференции по физике тяжелых кварков, Брукхэйвен (США), 2006, VII-й Международной конференции по конфайнменту кварков, Понта Дельгада, 2006

Публикации По материалам диссертации опубликовано 36 работ

Структура и объем диссертации Диссертация состоит из введения, 8 глав и заключения Диссертация содержит 261 страниц машинописного текста, 21 рисунок, 9 таблиц Список литературы включает 264 наименований

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

1 Во введении дан обзор развития теории электрослабых и сильных взаимодействий элементарных частиц, начиная с 1940-х годов до настоящего времени, в основном в

тех направлениях, которые стали основой новых исследований в диссертации Обсуждаются современные вопросы теории связанного состояния элементарных частиц как в легком, так и в тяжелом секторах, ее внутренних и нерешенных проблемах, применение теории к низкоэнергетическим процессам и в физике высоких энергий Обоснована принципиальная возможность и необходимость расширения СМ для исследования эффектов новой физики при масштабах энергии ~ 0(1 ТэВ) Сформулирована цель работы, обоснована актуальность проведенных в диссертации исследований, и изложено ее краткое содержание

2. В первой главе представлены результаты, касающиеся общих свойств моделей связанных состояний кварков и антикварков как в легком, так и в тяжелом секторах Получены новые результаты, касающиеся общих свойств редких распадов легких ад-ронов (n,r],Ki), исследованы их феноменологические свойства и ненаблюдаемые виртуальные состояния Обнаружены новые эффекты, отражающие существенную роль вещественной части амплитуды лептонных распадов 7Г, rj, Kl-мезонов Новая схема исследований процессов лептонных распадов Kl-мезонов может быть применена ко многим редким модам распадов /^¿-мезонов и открывает, таким образом, новые теоретические перспективы в этой области физики Рассмотрены следствия применительно к проблеме а-мезона Исследованы ранее не известные свойства легких адронов, содержащих странные кварки

Процесс распада Kl- мезона на два лептона наиболее важен в смысле исследования физики промежуточных состояний, так как вклады на малых масштабах, на которых, как предполагается, абсорбтивные компоненты, связанные с двухфотонным промежуточным состоянием, определяют в основном сам процесс распада Таким образом, на "долю" вклада от вещественной части амплитуды распада остается довольно узкая щель Метод вычислений основан на одновременном формализме в квантовой теории поля, где основным элементом является вычисление переходного формфактора в виде функции от вершинного оператора, описывающего связанное состояние кварка и антикварка Исследовано ядро уравнения связанного состояния Получено условие стабильности связанного состояния

Модель основана на взаимодействии между кварком и антикварком с гамильтонианом взаимодействия, выбранным в следующем виде

H,„t(x) = д ФЖх)6фя{х)Р{х)

В этой формуле спинорное поле фя{х) соответствует полю составляющего кварка, а Р(х) отвечает связанному кварк-антикварковому состоянию, О - набор матриц, описывающих спиновые состояния кваркония, например, г 75, г % , гу^ 75 Одной из целей настоящей главы является получение уравнения для вершинной функции относительного движения кварка и антикварка Метод основан на специальной релятивистской формулировке теории возмущения, в которой все составляющие объекты находятся на массовой поверхности в начальном, промежуточном и конечном состояниях и имеют положительные энергии Это является вполне достижимым в предположении о виртуальном состоянии дополнительной скалярной частицы с 4-импульсом Ат в вершине, описываемой полями кварка и антикварка, и причем таким образом, чтобы полный 4-импульс связанного состояния кварка и антикварка не сохранялся Здесь ве-

личина А является 4 - вектором со следующими свойствами А2 = 1, А0 = (А2+1)1/7 > О, где т - одномерный инвариантный параметр

Проведено исследование вкладов в вершинную функцию странных кварков Получено лоренц-инвариантное обобщение ядра взаимодействия в уравнении для связанного состояния в легком кварковом секторе Найдено условие стабильности для связанного состояния и определены параметры в модели с составными кварками Прецизионное изучение лептонных распадов rj —> fi+(i~ и Kl —» (i+fi~ позволило получить ранее неизвестную вещественную часть амплитуды Исследованы лептон-антилептонные моды распадов т]- мезонов в двух петлях с учетом релятивистского относительного движения кварков разных сортов в вершинной функции Вычисленные вероятности распадов находятся в хорошем согласии с опытными данными Получено хорошее согласие теоретической оценки относительной вероятности распада (брэн-чинга) одного из наиболее важных электрослабых распадов Кl —¥ с данными

BNL BR{Kl (1+ц-) = (7 0 ± 0 5) х 10~9 и КЕК BR(KL = (7 9 ± 0 9) х 10"9

Предсказанная масса сигма-мезона, т„ = 522 МэВ, соответствует низколежащему состоянию ст(600) в легком скалярном нонете в области 0 5 ГэВ - 1 0 ГэВ, и находится в хорошем согласии с другими теоретическими оценками

3 Во второй главе рассматриваются модели, содержащие экзотические бозонные состояния в векторном и скалярном секторах Впервые проведено исследование распределения кварков в легких адронах и построена модель для рождения легких экзотических бозонных состояний в распадах легких векторных мезонов Построена модель скалярного поля дипольного духа в том числе и с учетом конечной температуры Легкие векторные состояния возникают в контексте моделей, расширенных до новой калибровочной группы {/'(1) Модель основана на существенном вкладе КХД аномалии в дивергенции аксиального тока для объяснения свойств распада т/ —> 7г°х, где константы взаимодействия нового скалярного х-бозона с полями кварков, д[, малы по сравнению с константами взаимодействия pJi2, принятыми в СМ, д[ « В модели явным образом выделена лидирующая роль связи х-бозон - глюоны, индуцированной тяжелыми виртуальными кварками через известный след тензора энергии-импульса

ед - G;jx) Ga""(z) + Mud(x) >

где Mud(x) = kdd(x)rhdd{x) + кий(х)тии{х), G°„(G£„) - тензор напряженности калибровочного пол я (ему дуальный), hi, Аи-модельно-зависимые коэффициенты, d(x) и и(х)-поля кварков down- и up-типов, th,j и mu- параметры масс кварков d и и, b - суть первый коэффициент в /З(а3)-функции При этом амплитуда процесса Т] —> 7г°х имеет вид

М"Ы = (7г°(9,)|Я''|Р), где Я"- часть гамильтониана, нарушающая SU(3) х SU(3) симметрию

Я" = CqU° + czu3 + c8u8, u'(x)=q(x)Xaq(x),

1 т-^ ТПи—ГПй 1/_ \

Впервые получены ограничения сверху на константы взаимодействия х- бозона с кварками в зависимости от угла в смешивания т/ — т{ кя<07икя<06 при в = —20е и в = —10°, соответственно, когда е = 0 27, а также /с, <04и/г,<03 при А = -20" и в = -10°, соответственно, когда с = 0 51, где е — {та — ти)/{тл + тпи) Примером оценки относительной ширины распада 77 —► 7г°х, ВЩт) -> 7г°х), является величина О(10-5) при изменении массы тпх от 100 МэВ до 400 МэВ При этом х- бозон может быть зарегистрирован по двухпионному распаду с шириной Г(х тг7г) ~ 1 — 2 эВ

Найден масштабный асимптотический закон вида А/-1/2 (М - масса связанного состояния) для переходных формфакторов лептонных распадов Б, Б„ В, В, - мезонов, а также состояния Т(д<2) с массой 0(100 ГэВ)

Впервые исследуемая мода распада ш —> 7Х обладает относительной вероятностью возможной для прецизионных измерений в опытах с редкими распадами легких адронов Представленный в диссертации анализ показывает, что наилучший результат для брэн-чинга распада и 7х можно достичь на уровне Ю-9 — Ю-7 в случае релятивистского подхода к проблеме, и Ю-11 —10~9 при использовании волновой функции в начале координат

Таким образом, радиационные распады легких векторных мезонов позволяют дать оценку порога рождения легких скалярных \ - бозонов

Сформулирована и построена модель, в которой скалярное "глюонное" поле диполь-ного "духа" х(2) в пространстве размерности Б удовлетворяет дифференциальному уравнению четвертого порядка и, взаимодействуя с полем кварка С}(г), приводит к корректному и нетривиальному результату в смысле Фурье-преобразования потенциала взаимодействия, возрастающего с увеличением расстояния между кварками (в комплексном пространстве Шварца 5,'(3?д)) во всей области существования аналитической функции гх при всех значениях Л Ф —Б, -Б — 2, Физическая идея модели может быть использована в исследованиях нового типа взаимодействий, осуществляемых скалярными частицами х в физике тяжелых кварк-антикварковых состояний Получены новые формулы, объясняющие уменьшение физической массы х-бозона в случаях специальных соотношений между размерностью пространства Б и показателем И степени уравнения движения для поля х при фиксированном значении константы самодействия А Модель является действительной при значениях массы скалярного поля дипольного типа, удовлетворяющих соотношению Шд > Л Л (г) с двухточечной функцией Уайтмана Д(г)

При выборе пространственно-временной зависимости Б = 2(Н — 1), масса поля уменьшается с увеличением АД (г) при положительной А Физическая масса х- бозона стремится к параметру тпц при фиксированной А в случаях, когда Б > 2(к— 1) на больших расстояниях л/?, иВ< 2(Л — 1) при малых \Г?

Впервые получено выражение для массы х-бозона при условии конечной температуры Показано, что симметрия может восстанавливаться при температуре Т0 ~ Тс\ 1 — А Д/(2 т-о)], меньшей, чем температура фазового перехода Тс с существенной зависимостью от величины (и знака) константы самодействия А Проблема реальной оценки как тп2х, так и (1 /(1Т еще раз подчеркивает необходимость независимого исследования константы самодействия А

Суммируя вышеизложенное, отметим, что поиски скалярных объектов типа х в распадах легких адронов являются фундаментальной проблемой низкоэнергетической физики для определения квантовых чисел новых бозонов, если они будут обнаружены на новых ускорителях частиц

Полученные результаты изменили ранее принятую схему поиска экзотических легких скалярных состояний в экспериментах на средние энергии посредством регистрации конечных пар лептонов или гамма-квантов Предложенный в дисертации новый подход исследования легких скалярных частиц в распадах легких адронов является весьма актуальным в свете поиска новых частиц на ускорительных фабриках, например, ц-мезонов

4 Третья глава посвящена классической проблеме удерживания кварков на больших расстояниях в рамках дуальной хиггсовской модели В данной главе получила новое развитие идея о том, что вакуум в теории Янга-Миллса может быть реализован посредством конденсата пар монополей и антимонополей Построена модель, в которой фундаментальными переменными являются дуальные векторные потенциалы, связанные минимальным образом с полями монополей (бозонов Хиггса) Последние, удовлетворяющие уравнениям дипольного типа, классифицируются с помощью обобщенных функций Уайтмана Распределение удерживающего потока (в "тонкой трубке"), формируемого между двумя тяжелыми цветовыми зарядами, понимается в том смысле, что абелевы монополи вытесняются из области, занимаемой "тонкой трубкой", и абе-лев электрический поток сжимается в струну (дуальный эффект Мейсснера) Соответствующий лагранжиан дуальной модели записывается в виде

Ь = 2Тг

где

4 +

-ЩВг),

Рц* = дрС,, — диСр — г С„],

Сц и ¿.-матрицы полей, Р^- абелев тензор напряженности, Сц- векторный потенциал, дуальный к векторному потенциалу в стандартной модели Поле Хиггса имеет свое вауумное ожидание В0, при котором потенциал Иг(Вг) имеет минимальное значение Именно Вй отвечает за цветной ток монополя, удерживающий электрический цветовой поток Взаимодействие между тяжелыми кварком С} и антикварком О обеспечивается полем Сц через тензор напряженности струны Дирака Связанное состояние <2<2 появляется при замене Р11и Л8 где См„ = д^С,, — д„Сц + Впервые получено решение для дуального калибровочного поля Сц, которое определяется дивергенцией тензора напряженности струны Дирака сдвинутой на дивергенцию скалярного

поля Хиггса

ад = д"ё>»(х) - -дЛх)'

от* т

где т - масса дуального поля С1л(х) Установлено, что дуальные калибровочные поля приобрели свою массу благодаря взаимодействию с полями скалярных частиц Получены ранее неизвестные аналитические выражения для функций распространения

скалярного поля Хиггса и дуального калибровочного поля в 5'(3?4) Вычислен в аналитическом виде потенциал взаимодействия (между двумя тяжелыми зарядами), возрастающий с расстоянием линейным образом и дополненный ранее неизвестной логарифмической поправкой В рамках дуальной модели найдено выражение для г - профиля электрического поля в вихревом потоке

= (кт~Ь) ехР(-ктг),

где ¿-модельная константа ~ 0(1) Получены дополнительные ограничения на постоянную натяжения струны

5 В четвертой главе построена модель температурно-зависимой эволюции и распространения тождественных частиц, рожденных при высоких энергиях в хаотически распределенном окружении других частиц Как развитие этих представлений, предложена новая схема эволюции полевой степени свободы, описываемой (составными) операторами рождения Ь+ и уничтожения Ь, удовлетворяющими следующим уравнениям эволюции

-гдТЬ+(к,т) = Р+(к,т) - А+(к,т) + Р,

г дтЬ(к, т) = Е(к, г) - А(к, т) + Р,

где взаимодействия с окружающими полями на квантовом уровне определяются операторами типа А(к, т) = К (к, т1 - т) Ь{к, т') йт' с ядром взаимодействия К, и равновесие может быть нарушено оператором т) и постоянно действующей силой Р С помощью полученных решений этих эволюционных уравнений в 4-мерном импульсном пространстве Мкнковского ЛДЛГ) построены двухчастичные функции корреляции Сг(<5 = к — к') (прежде всего для тождественных частиц) и вычислены двухчастичные функции распределения типа IV (к= (М)(Ь+(к1,)Ь(к^))т, IV(кк'^) = (ЛГ(.№ - 1)) (Ь+ (кц)Ь+ (к'^ЩкцЩк'^))т, при конечной температуре Т, где (Л7)-средняя множественность частиц при данной энергии Получены аналитические выражения для двухчастичной бозе-эйнштейновской корреляции (БЭК) тождественных частиц Впервые получены дополнительные слагаемые в бозе-эйнштейновской корреляционной функции, причем эти слагаемые имеют свое происхождение в результате учета произвольного источника в конечном пространстве-времени В диссертации получила подтверждение гипотеза о том, что характер двухчастичной БЭК тождественных частиц, определяется масштабом пространственно-временной области, являющейся источником этих частиц Получено математически строгое подтверждение того факта, что при "сближении" 4-импульсов и к'^, соответствующих двум частицам, возможно возникновение интерференционного пика вероятности, ширина которого определяется пространственно-временными характеристиками источника тождественных частиц Впервые получены ограничения на размеры области стохастического многочастичного распределения в зависимости от массы частицы При достаточно точных измерениях парных корреляций появляется возможность получить детальные сведения о пространственно-временном распределении области генерации частиц, что позволит в свою очередь, используя формулы, полученные в диссертации, оценить такие важные характеристики, как радиус корреляции, параметры когерентности и хаотичности, среднюю множественность частиц, температуру области рождения частиц Модель построена таким образом, что формулы, отражающие основные результаты, записаны в

терминах стохастического ядра взаимодействия K(k¡¡) (в S(5ti)), которое является основным входящим элементом в теорию В этом контексте модель является полуфеноменологической в том смысле, что первичные принципы переносятся в феноменологию Полученная теоретическая функция для двухчастичной корреляции C2{Q) в случае бозе-частиц находится в хорошем согласии с данными коллабораций ALEPH, DELPHI и OPAL (LEP), а также ZEUS (DESY) в кинематически допустимой области изменения передачи импульса Q Экспериментальное поведение этой функции корреляции воспроизводится с хорошей точностью Впервые получены ограничения на минимальные размеры пространственно - временного распределения источника рождения частиц в зависимости от максимального значения двухчастичной функции корреляции Ci(Q), средней множественности, абсолютной температуры окружающей среды и массы адро-нов Найдены новые термодинамические свойства области рождения частиц, и предложена новая схема оценки статистического распределения и средней множественности частиц

Развитый метод является основой для перспективных исследований и вычислений трех и более частичных функций корреляции, а также для обобщения в случае рождения различных типов частиц, включая резонансное рождение и взаимодействия в конечных состояниях

6 В пятой главе в рамках СМ исследуется ренормализационно-групповое уравнение для бегущей константы связи бозона Хиггса А как функции от переменной f = g?/gf, где gt и g¡- юкавская и калибровочная константы взаимодействия, соответственно Разработан новый подход в исследовании функциональной зависимости х(е) = А(б)/<7, при больших значениях е Как результат, получены ограничения на массы бозона Хиггса тпх и топ-кварка mt в зависимости от параметра новой физики А При минимальном масштабе А=1 ТэВ для масс хиггсовского бозона и топ-кварка получены следующие значения тпх=120 ГэВ и m< ~ 180 ГэВ Впервые найдена функциональная зависимость € от изменения масштаба Л и массы топ-кварка Получено ограничение сверху на массу тх < 300 ГэВ при изменении Л от масштаба Планка до 1 ТэВ Включение в теорию фермионов четвертого поколения или фермионов в рамках Е6 модели приводит к незначительному изменению результатов без появления новых эффектов Проведено исследование вопросов, касающихся проблем связи бозонов Хиггса и тяжелых кварков, соотношений между их массами и объединяющей эти проблемы задаче о стабильности вакуума в СМ Даны оценки на массу бозона Хиггса тх (160 ГэВ), принимая во внимание суммарный анализ данных Стандартной Модели в плоскости масс топ-кварка ш( и тх-бозона, и с учетом стабильности вакуума в плоскости (mt,Tnx) Однако, при определенных значениях масс тяжелых кварков и тх-бозона физический вакуум может стать метастабильным с временем жизни, превышающим возраст Вселенной, и именно эти вопросы неустойчивого вакуума требуют прояснения с учетом ограничений, накладываемых на масштаб новой физики Л

Проведено исследование стабильности вакуума С физической точки зрения вопрос о стабильности вакуума в теории электрослабых взаимодействий зависит от схемы вычисления эффективного потенциала В диссертации рассматривается эффективный потенциал в однопетлевом представлении Решена задача о нестабильности слабого вакуума В рамках однопетлевого приближения найдены условия, при которых эффектив-

ный потенциал с полями бозона Хиггса х

Veffix) = -\rnlx2 + \д20Х4 + Уг(х)

не ограничен снизу и, тем самым, найдены условия для существования устойчивого вакуума при достаточно больших значениях полей х, превышающих обычное вакуумное ожидание (х) — 246 ГэВ, которое уже является состоянием метастабильного вакуума Такая возможность появляется при условии, что

где G-комбинация известных калибровочных и кжавских констант, Д/-характерный масштаб Получены ограничения на массу бозона Хиггса х снизу, например, шх > 110 ГэВ при gl ~ 0 025 и mt= 175 ГэВ Верхний предел для тх ограничен следующим образом

I 1/2

(X),

ТПу <

к = гпр/т^ и, например, тх < 549 ГэВ при т1= 175 ГэВ як~ 0(1) Установлено, что при учете кварков четвертого поколения, также как и дополнительных тяжелых калибровочных бозонов, в эффективном потенциале с участием бозонов Хиггса, условие стабильности вакуума (типа Вайнберга- Линде) более неприменимо, поэтому изменяются ограничения на массы скалярных бозонов в сторону их уменьшения

7 В шестой главе проведено исследование общих свойств дополнительных тяжелых калибровочных бозонов на основе новых калибровочных симметрий Предложена новая параметризация взаимодействий, отражающих вклады дополнительных нейтральных 2'- бозонов, в виде эффективного лагранжиана

ь = Е QL-flL

где 0-угол смешивания в секторе А^ — — 2^» в 31/(2)/, х 5У(2); (индексы Л и I относятся к тяжелым и легким фермионам, соответственно) эффективной расширенной модели слабого взаимодействия Этот лагранжиан соответствует дополнительным вкладам в результате обмена промежуточным 2'- бозоном в модели 4-х фермионного взаимодействия Массивность 2'- бозона (предполагается, что Мг> » гаи-), как основного переносчика взаимодействия, определяет конечность радиуса взаимодействия Рассмотренные на примере вышеприведенного лагранжиана общие свойства дополнительных вкладов новой физики, реализованные через новые тяжелые калибровочные бозоны, задают направления поисков конкретных механизмов в различных расширениях СМ

Получены новые результаты в исследованиях распадов ^'-бозонов в расширенной модели Ее, содержащей новую калибровочную группу 5£/(3)с х 5{/(2)£ х 11(1)у х 1/(1)' Предлагаются новые возможности экспериментального наблюдения 2'- бозонов по их распадам на адронные связанные состояния, содержащие тяжелые кварки и бозоны

Хиггса, которые идентифицируются по основным модам распадов на два фотона, глю-онные струи или 66 - пару Полученные в диссертации новые аналитические выражения для ширин распадов Z'-бозонов позволяют сделать оценки на константы связи Z'-бозонов с полями других частиц В частности, впервые даны ограничения на векторную и аксиальную константы связи Z'-бозонов с кварками

/ ,2 Tn2zGp . ill 2 л \2 I /-2

9v=(v -^-(l-4|eQ|sm2M > 9а = й >

где

tv,A = (av,A + bv,A Aq) (2 a)"1,

/ 3 21 , Г 8 67 f —315 , f 3 30

ar=\312 ' i —4 79 ' °л = 10 15 ' I —3 30 ' и верхние числа соответствуют ир-кваркам, а нижние- down-кваркам, 0 < Дд < 1, а = У(5/3)ш sin в\у, и> ~ 0(1) Установлено, что матричные элементы переходов Z'-бозонов в тяжелые векторные адроны (J/Ф, Т и даже "топоний" T(it)) с эмиссией хиггсовского бозона очень чувствительны к выбору новых векторных g'v и аксиальных д'А констант взаимодействий Данная схема является актуальной в виду того, что появление нового калибровочного бозона является дополнительным источником рождения хиггсовского бозона Получены новые ограничения на вероятность распадов собственных массовых состояний Zi на тяжелые кварконии со спином s = 1 и эмиссией бозонов Хиггса Проведено сравнение с лептонными модами распада, а также с распадами на пару кварк-антикварк в тяжелом секторе

Выполнены исследования радиационных распадов Z'-бозонов с рождением Z Впервые определена нижняя граница вероятности распада R(Z' —> Zy/n+fj,~) > 1 4 х Ю-5 cot2 ф и получена оценка на угол смешивания Z'-Z, |£| < 5 х Ю-2, с учетом дополнительного угла смешивания ф расширенной калибровочной группы SU{2)h х SU(2)i Впервые получено аналитическое выражение для отношения двух масштабов u/v нарушения исходной симметрии в модели 5(7(2)/, х SU(2)i, что приводит к следующей оценке 1 16 < (u/v) < 2 98 Здесь и определяет масштаб, при котором группа SU(2)д х SU(2)i нарушается до диагональной подгруппы SU(2)l, v = 246 ГэВ

Полученные новые результаты позволяют сделать заключение о косвенном наблюдении Z'-бозонов не только в каналах их распадов на лептонные пары, но также и нахождении резонансов в фотонном спектре радиационного распада Z' Расширенная модель SU(2)/, х SU(2)i допускает усиление связи фермионов третьего поколения с расширенным калибровочным сектором

В качестве нормировочных впервые приведены сравнения с исследованными в диссертации распадами Z' —»• т+т~ и Z' —> 66, Z' —> it с использованием экспериментальных данных, полученных на LEP

8 В седьмой главе проведено исследование эффектов новой физики, допускающей отклонения от стандартных представлений рождения электронов и мюонов в рамках расширенной модели электрослабых взаимодействий SU(2)/, х SU(2)i с учетом тяжелых (третье поколение) и легких фермионов При этом используются данные коллаборации CDF (Tevatron, США) при энергии 1 8 ТэВ

Впервые получены массовые правила сумм Хиггс-бозонов в минимальном суперсимметричном расширении СМ с учетом вклада от Z'- бозона В однопетлевом приближении получено соотношение между массами легких и тяжелых CP-четных бозонов Хиггса, тд и M¡¡, соответственно, массой CP-нечетного Хиггс-бозона А/д и массой Z'- бозона Mz> в виде следующего правила сумм

Mz> + Ми

где Д- однопетлевая поправка, связанная с вкладом от суперсимметричных топ-кварков Исследование нижнего предела массы Z'-бозона проведено на основе расширенной модели SU( 2)h х SU( 2)¡, где состояния Z -a Z'- бозонов переопределялись через нейтральные собственные массовые состояния Zi и Z2 посредством 2x2 матрицы

(Z\_í 1 —со$ъф5тф\ /гл

1 ) IZj '

где

Z? = cos в (cos ф W»h + sin ф - sin в X",

Z£ = — sin ф Wfh + cos ф W&

и x = u2/v2 Новым в диссертации является совместный анализ эффективного кварк-лептонного контактного взаимодействия с неизвестным пороговым масштабом Ац (i,j = L, R) и правилами сумм масс хиггсовских бозонов Исходя из опытных данных коллаборации CDF, получены и проанализированы ограничения, которые накладываются экспериментами на нижнюю границу масштаба А, что позволяет оценить порог массы Z'-бозона

Mz> = %/аЛ cot ф/(2 smö) в зависимости от угла смешивания ф

Используя полученные правила сумм масс бозонов Хиггса, впервые получены ограничения на верхний предел произведения масс суперсимметричных топ-кварков, а также ограничения снизу на массу легкого CP- четного бозона Хиггса Также впервые получены ограничения снизу на массы двух тяжелых бозонов Хиггса в минимальной Ее суперструнной теории, содержащей дополнительные поля в скалярном и калибровочном секторах

Разработан новый подход по исследованию общих свойств двухфотонных, лептонных и распадов на глюоны CP- четных (Л, Н) и CP- нечетных (Л) бозонов Хиггса в 2-х дублетной модели Хиггса Особое внимание уделяется распадам CP- нечетного бозона Хиггса (А) на два гамма-кванта или глюона с эмиссией CP- четного легкого бозона Хиггса h А —> 77h, А —> ggh Вычислены вероятности распадов h(H) —» дд, h(H) —> 77, А U, А —► ggh, А 77h с учетом эффектов влияния кварков четвертого поколения Показано, что коэффициент усиления этого эффекта составляет ~ 8 в широком диапазоне масс кварков (115 ГэВ - 800 ГэВ)

Дана оценка перспективы исследования отмеченных выше распадов бозонов Хиггса в экспериментах на Тэватроне и Большом адронном коллайдере

9 В восьмой главе разработан новый подход к исследованию тяжелых кварк-антикварковых состояний, включая кварки четвертого поколения up— и down- типов Модель базируется на основе расширенной группы

SU(3)4 х SU{3)h х SU{3), x U(l)y4 x U(1)yk x U{l)y, x SU{2)L

где группы 5С/(3)4 х {/(1)у4, 5С/(3)л х 1/(1)ул и 5[/(3)( х £/(1)у| связаны с четвертым, третьим и двумя первыми поколениями, соответственно В локальной системе, содержащей тяжелые кварк ф и антикварк 0 с массами порядка ~ 0(100 ГэВ), полагается, что по мере сближения двух дираковских частиц <3(я) и <Э(а:'), одна из частиц, например, <2(ж) взаимодействует эффективно со скалярным полем х(ж), окружающим также другую частицу <5(ж), причем это взаимодействие описывается членом Л(¿(¿х Оператор числа бозонов (Хиггса) собственного поля х на. поверхности а записывается в виде

Собственное поле изменяется в пространстве как ехр(—рг)/г и эффективный радиус его действия ~ 1/ß Предполагается, что бозоны Хиггса, излученные источником, поглощаются в точке г Поскольку это явление происходит в течение промежутка времени г ~ г/о (а- скорость частицы), то неопределенность энергии выражается стандартным образом ДЕ = (ha/r) < hc/r (с- скорость света) Отсюда условие возможности излучения N бозонов Хиггса определяется следующим выражением N (the < АЕ < hc/r или N < 1/(г ц) Таким образом, вероятность наблюдения N бозонов Хиггса весьма мала при больших значениях ц Однако, область, в которой существует вероятность появления хотя бы одной скалярной частицы с массой ц (N = 1), определяется неравенством г < \/ß, те область, занимаемая собственным полем Xi равна l/ц Эффективный потенциал взаимодействия между двумя дираковскими частицами посредством скалярного поля есть (l/r)A ехр(—/¿г), г = \х—f| Таким образом, собственные поля являются промежуточными для взаимодействия полями, которые могут одновременно привести и к трудностям с расходимостями Построена модель с потенциалом взаимодействия между Q и Q следующего вида

где первое слагаемое - вклад, определяемый квантовой хромодинамикой с бегущей константой а3{то) {Ср = 4/3), а второй член есть проявление собственно хиггсовского обмена между кварком и антикварком с константой взаимодействия

где V = 246 ГэВ а фактор (xq > 1 отражает возможное отклонение от стандартной модели во взаимодействиях между бозонами Хиггса с кварками Впервые проведены исследования по критерию существования тяжелых кварк-антикварковых связанных состояний, {Гtot Inbound) < 1 (Гtot и еьоипл - полная ширина

Veff(r) ~ -Щ. а.(mg) - ^^ ехр(—тх г),

распада и энергия связи, соответственно) с потенциалом взаимодействия, приведенным выше Получены ограничения на нижнюю границу массы тяжелых кварков mg как функции а3(тд) и а также верхний предел на массу бозона тпх Представлены новые результаты вычисления ширин распадов тяжелых кваркониев T(tJU) hZ, T(DD) —► hZ, а также тяжелых up- и down - кварков U —> DW+, U bW+, D -у tW+

Для сравнения с потенциальным методом в этой главе проведено исследование конформных свойств КХД для оценки ширин распадов T(ÜU) —> hZ с учетом флуктуации глюонного поля Впервые получено, что эффекты непертурбативных флуктуаций глюонного поля в ширине распада T(DU) —> hZ являются пренебрежимо малыми Получено эффективное сечение рождения тяжелого T(QQ)- состояния с учетом обмена посредством хиггсовского бозона юкавского типа и проведено сравнение с сечением рождения, обусловленного лишь эффектами сильного взаимодействия КХД Проведено исследование рождения тяжелых кварк-антикварковых состояний в распадах СР-четных бозонов Хиггса Л и Я, например, h —> X(bb)j, H -> T(bb)y, H —> T(tt)7 В связи с этим изучены перспективы исследования редких радиационных мод распадов бозонов Хиггса в будущих экспериментах с детекторами ATLAS и CMS (на Большом адрон-ном коллайдере), что позволит выяснить дополнительные ограничения на параметры расширенных моделей Хиггса

В заключение Главы 8 проведено исследование эффектов адронизации тяжелых состояний кварков и антикварков в фазе деконфайнмента Построена модель для исследования рождения тяжелых кварк-антикварковых пар в неустойчивом состоянии деконфайнмента, и, в частности, вычислен коэффициент искажения фазы деконфайнмента в кварк-глюонной плазме Получен аналитический вид коэффициента искажения с учетом полного и частичного деконфайнмента, т е отклонения от единицы вероятности рождения (QQ) связанного состояния вследствие эффекта деконфайнмента (в кварк-глюонной плазме) Вычисления проведены для с- и Ь- кварковых состояний в среде в случае векторных и псевдоскалярных мезонов

Установлено, что будет маловероятен для наблюдения эффект искажения и подавления связанных состояний сс и 66, если масштаб времени существования "кварк-глюонной плазмы" zqgp будет меньше, чем время жизни связанного состояния zy, те zqGP < О 32 ферми и zqgp < 0 20 ферми для J/Ф- и Т- частиц, соответственно

В заключении дана сводка основных результатов, полученных в диссертации Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах

1 ГА Козлов, К вопросу о рождении связанных релятивистских лептонных состояний в распадах легких мезонов, ЯФ 48, 265 (1988)

2 G A Kozlov, The next step in leptonic decays of eta and bound states, Int Journ Mod Phys A 7, 1935 (1992)

3 G A Kozlov, Theoretical understanding of large-distance quark forces and QCD effects m quarkoma, IL Nuovo Cim A 105, 139 (1992)

4 G A Kozlov, Zero-relative energy reduction formalism for heavy-light quark bound state, in Proc of Diquarks II, Torino, Italy, 1992, p 186

5 G A Kozlov, A light scalar-HLQBS interplay and HLQBS weak decay test, IL Nuovo Cim A 106, 1247 (1993)

6 G A Kozlov, A model of quantum scalar dipole-type X exotic-boson field at finite temperature, IL Nuovo Cim A 107, 819 (1994)

7 G A Kozlov, Does the fundamental light scalar really exist7, IL Nuovo Cim A 107, 1739 (1994)

8 G A Kozlov, Once more on the electroweak vacuum instability issue, in Yamada Conf XLIVProc of the IV Intern Symp on weak and electromagnetic interactions in nuclei, Osaka (1995) p 107, ed by H Ejiri, T Kishimoto and T Sato, World Scientific, Singapore

9 G A Kozlov, Instability of weak vacuum, IL Nuovo Cim A 108, 669 (1995)

10 G A Kozlov and Yu I Ivanshm, Once more on the role of the bound-state wave function in the leptonic decays of light hadrons, IL Nuovo Cim A 108, 843 (1995)

11 G A Kozlov, Some additional comments on search for a hypothetical light singlet scalar boson, IL Nuovo Cim A 109, 1207 (1996)

12 G A Kozlov, New remarks on search for a hypothetical light scalar boson, Chinese Journ of Phys 34, 920 (1996)

13 G A Kozlov, Rare radiative decays of the w, Hadr Journ 19, 437 (1996)

14 G A Kozlov, Higgs boson coupling behavior at large top quark coupling m the standard model, Phys Rev D 55, 5804 (1997)

15 G A Kozlov, Does the QGP fire ball really exist IL Nuovo Cim. A 111, 191 (1998)

16 G A Kozlov, Deconfined phase via correlation functions some new trends, Phys Rev С 58, 1188 (1998)

17 G A Kozlov, Path integral and a deconfined phase the formal outlook for the multi-TeV quark-gluon plasma, in Proc of the sixth Intern Conf on "Path integrals from peV to TeV 50 years after Feynman's paper", Florence, Italy, 1998, World Scientific (1999) p 295, eds R Casalbuom et al

18 G A Kozlov, Remarks on the reduced normal-ordering procedure and «т-meson mass, IL Nuovo Cim A 112, 307 (1999)

19 G A Kozlov, Rare decays of an extra vector boson, IL Nuovo Cim A 112,1103 (1999)

20 Г А Козлов, Эмиссия бозонов Хиггса в редких распадах дополнительных векторных бозонов, ЯФ 63, 2197 (2000)

21 G A Kozlov, New extra gauge boson and unifying couplings, Ukr Journ Phys 45, 591 (2000)

22 G A Kozlov, The disorder deviation in the deconfined phase, Journ of Mathem Phys 42, 4749 (2001)

23 G A Kozlov, The effective dipole-type field approach and the dual Higgs model, in Proc of the 2nd Intern Symp on "Quantum theory and symmetries", Krakow, Poland, World Scientific (2002) p 449 (ed by Kapuscik and Horzela)

24 G A Kozlov and M Baldicchi, The effective dipole-type field approach and the dual Higgs model, New Journ of Phys 4, 16 (2002)

25 G A Kozlov, The Bose-Emstein distribution functions and multiparticle production at high energies, New Journ of Phys 4, 23 (2002)

26 G A Kozlov, T Morn, Higgs mass sum rule in the light of searching for Z' boson at the Tevatron, Phys Lett В 545, 127 (2002)

27 G A Kozlov, T Moru, Search for new Higgs physics at the Fermilab Tevatron, Phys Rev D 67, 055001 (2003)

28 G A Kozlov, О V Utyuzh and G Wilk, The Bose-Einstein correlation function C2(Q) from a Quantum Field Theory point of view, Phys Rev С 68, 024901 (2003)

29 G A Kozlov, О V Utyuzh and G Wilk, The Bose-Einstein correlations from a Quantum Field Theory perspective, Ukr J Phys 48,1313 (2003)

30 G A Kozlov, A N Sissakian, J I Khubua, G Arabidze, G Khonauli and T Morn, Production of (super)heavy quarkonia and new Higgs physics at hadron colliders, J Phys G Nucl Part Phys 30, 1201 (2004)

31 Г А Козлов, Конечно-температурные функции распределения Бозе-Эйнштейна для тождественных частиц, ЯФ 67, 63 (2004)

32 G A Kozlov, "Deconfined phase via multiparticle correlations", in Proceedings of 32nd ICHEP, Beijing, China, 16-22 08 2004, ed by H Chen et al, v I, p 369 (World Scientific, Singapore)

33 G A Kozlov, Radiative decay of Z' boson, Phys Rev D 72, 075015 (2005)

34 G A Kozlov, New features of two-particle correlations, Phys of Part and Nucl 36, s58 (2005)

35 G A Kozlov, Theory and phenomenology of heavy quarkonia and new Higgs physics, Proc "Quark confinement and the hadron spectrum VI", 6th Conference on Quark Confinement and the Hadron Spectrum, Villasimius, Italy, 21-25 September 2004 (AIP Conference Proceedings, v 756, p 378, 2005)

36 G A Kozlov, The flux-tube phase transition, Proc "Quark confinement and the hadron spectrum VII", 7th Conference on Quark Confinement and the Hadron Spectrum, Ponta Delgada, Azores, 1-7 September 2006 (AIP Conference Proceedings, v 892, p 391, 2007)

Получено 2 июня 2008 г

Отпечатано методом прямого репродуцирования с оригинала, предоставленного автором.

Подписано в печать 03 06 2008 Формат 60 х 90/16 Бумага офсетная Печать офсетная Уел печ л 1,62 Уч-изд л 2,42 Тираж 100 экз Заказ №56191

Издательский отдел Объединенного института ядерных исследований 141980, г Дубна, Московская обл , ул Жолио-Кюри, 6 E-mail publish@jinrru wwwjinr ru/publish/

Содержание диссертации автор исследовательской работы: доктора физико-математических наук, Козлов, Геннадий Алексеевич

Введение

Глава 1. Вершинные функции и связанные состояния

1.1 Общие замечания

1.2 Уравнение связанного состояния

1.3 Ядро уравнения связанного состояния

1.4 Условие стабильности связанного состояния

1.5 Интерполяция as

1.6 О лептонном распаде г]-мезона

1.7 О лептонном распаде Кь-мезона

1.8 Замечания о массе сигма-мезона

Глава 2. Легкие экзотические бозоны

2.1 Общие замечания

2.2 Распределение кварков в легких адронах

2.3 Радиационные распады легких векторных мезонов

2.4 Модель скалярного поля дипольного типа при конечной температуре

2.5 О взаимодействиях легких экзотических бозонов

2.6 О распадах легких адронов с рождением легких экзотических бозонов и нейтральных мезонов

Глава 3. Дуальная модель поля Хиггса

3.1 Общие замечания

3.2 Модель

3.3 Приближенное топологическое решение

3.4 Потенциал удерживания (в аналитическом виде)

Глава 4. Корреляции Бозе-Эйнштейна тождественных частиц

4.1 Общие замечания

4.2 Эволюционное уравнение типа Ланжевена

4.3 Многочастичные корреляции

4.4 Функции корреляции

4.5 Функции распределения в S(R4)

4.6 Термодинамические свойства

4.7 Статистические распределения и средняя множественность частиц

Глава 5. Бегущая константа самодействия и вакуумная стабильность

5.1 О поведении бегущей константы связи хиггсовского бозона при большой юкавской константе связи

5.2 Замечания о стабильности вакуума

5.3 Эффективность однопетлевого потенциала и стабильность вакуума

Глава 6. Проблемы новых калибровочных бозонов и их поиски на адронных коллайдерах

6.1 Общие замечания

6.2 Общие свойства SU(2) Z -бозонов

6.3 Распады Z -бозонов на кварк-антикварковые состояния с эмиссией бозонов Хиггса

6.4 Эмиссия бозона Хиггса в распадах Z2-cocToamm

6.5 О распадах 72-состояний на Z\ и бозон Хиггса

6.6 Радиационные распады Z-бозона

Глава 7. Правила сумм масс хиггсовских бозонов и их редкие распады

7.1 Общие замечания

7.2 Массовые правила сумм

7.3 О распадах h -> g g, h -» у у, H —>• g g, H —>• y y

7.4 Распад СР-нечетного бозона Хиггса в лептон-антилептонную пару

7.5 О распадах А h у у, А —» g g h

Глава 8. Модели тяжелых кварк-антикварковых состояний

8.1 Общие замечания

8.2 Четвертое поколение и экспериментальные ограничения

8.3 Эффективный потенциал

8.4 Критерий существования тяжелых кварк-антикварковых состояний и их распады с участием бозонов Хиггса

8.5 Эффективная модель и низкоэнергетическая теорема

8.6 Тяжелые кварконии в фазе деконфайнмента

Введение диссертация по физике, на тему "Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами"

В качестве введения в тему диссертации прежде всего отметим триумфальный успех физики фундаментальных взаимодействий, а именно квантовой электродинамики, в конце 40-х годов прошлого века. Это был действительно убедительный успех, который породил настоящий бум в развитии теории элементарных частиц. Неожиданно это развитие внезапно приостановилось, когда стало очевидно, что четырехфермионная теория слабых взаимодействий имеет неприятные расходимости, от которых невозможно избавится с помощью техники перенормировок, так превосходно зарекомендовавшей себя в квантовой электродинамике. Теория сильных взаимодействий имела другие проблемы: не представляло труда в построении перенормированных моделей сильных взаимодействий, наподобие оригинальной теории Юкавы, но в силу того, что сильные взаимодействия являются именно сильными, теория возмущений оказывается бесполезной, и нет возможности осуществлять практические вычисления. Глубокая проблема в понимании как теории слабых вза-имодейстий, так и теории сильных взаимодействий заключалась в том, что невозможно было применить какую-нибудь "рациональность" к этим двум теориям. Поиски выхода из возникших проблем продолжались в течение долгого времени в 1950-х, и в итоге увенчались тремя фундаментальными идеями, положивших основы современной теории и физики элементарных частиц. В основе формирования этих идей лежали отдельные принципы симметрии (некоторые из них были приближенными), не связанные с основными представлениями фундаментальных взаимодействий. Принцип изотопической симметрии уходил своими корнями в 1936-й год, где на эту тему были опубликованы три работы подряд в 50-м номере журнала Physical Review [1]. Принцип изотопической симметрии был предложен для открытия эквивалентности протон-протонных и протои-нейтронных сил [2]. Гейзенберг уже ранее использовал формализм изотопического спина, но без введения какой-либо симметрии вне инвариантности во взаимных обменах протонов и нейтронов. Сохранение странности, нарушаемое слабыми взаимодействиями, было известно из работ М. Гелл-Манна и независимо Т. Накано и К. Нишиджимы [3]. В 1956 году было найдено отклонение в сохранении симметрии пространства и времени Р и РТ, нарушаемое слабыми взаимодействиями [4], ъ а СР сохранение было открыто в 1964 году в приближенном виде [5]. Независимо последовала модель "восьмеричного пути" [6], применительно к сильным взаимодействиям. Очевидно, что эти принципы симметрии не могли далее иметь изолированную самостоятельную значимость, и послужили основой в появлении трех основных идей фундаментальных взаимодействий.

Первая идея - это кварковая модель, предложенная в 1964 году независимо М. Гелл-Манном [7] и Г. Цвейгом [8]. Годом ранее X. Гольдберг и И. Нееман [9] сделали предложение о том, что необходимо включить барионное число в группу адронной симметрии, расширяя ££/(3) до £7(3) вместо ¿'[/(3) х и( 1), где каждый нижний или верхний индексы в тензорном представлении 11(3) несут барионные числа 1/3 и -1/3, соответственно. Идея о том, что адроны состоят из кварка и антикварка получила экспериментальное подтверждение в опытах ЭЬАС в 1968 году [10]. В эксперименте ЭЬАС, который оказался очень схожим с опытами 1911 года в Лаборатории Резерфорда, где было обнаружено отклонение альфа лучей' на атомах золота, что и привело к открытию нуклона, было найдено, что электроны рассеиваются на нуклонах на большие углы. Бьеркен и Фейн-ман дали объяснение этому эффекту [11], которое заключается в том, что нейтрон и протон, оба, должны состоять из точечных частиц, "пар-тонов" , которые вскоре были отождествлены с кварками Гелл-Манна и Цвейга. Но до сих пор кварки никто не наблюдал. Исследование проблем связанных состояний кварков и антикварков, конфайнмента и де-конфайнмента остаются центральными задачами современной физики и находят свое отражение в настоящей диссертации (Главы 1, 2, 3, 8). Вторая глобальная идея развивалась постепенно в 1950-х и 1960-х годах - это идея калибровочной (или локальной) симметрии. Безусловно, электродинамика, уже к тому времени "старая" теория была основана на £/(1) калибровочной симметрии, но в 1930-е годы, теоретики, развивая квантовую электродинамику, не придавали еще калибровочной симметрии особой, значимости, как 20 лет спустя. Янг и Миллс в 1954 году [12] построили калибровочную теорию, основанную не на простой группе £7(1) электродинамики, а на группе 5?7(2) - группе сохранения изотопического спина в надежде, что это приведет к теории сильных взаимодействий. Это оказалось замечательной теорией, потому что симметрия диктовала вид взаимодействия. В частности, из-за того, что теория была

Ч, неабелевой ("заряды" не коммутировали друг с другом), оказалось возможным взаимодействие между калибровочными бозонами, как в случае самодействия гравитонов в общей теории относительности.

Квантование неабелевых калибровочных полей изучалось многими теоретиками [13], вообще говоря, без конкретных идей применения этих теорий в то же время к известным взаимодействиям. Прошло несколько лет, пока идеи Янга-Миллса стали применять к слабым взаимодействиям. Теории промежуточных векторных бозонов были развиты сразу несколькими авторами [14], но в работах Блудмана в 1958 году и Салама и Уорда в 1964 году не нашлось отражения именно неабелевой локальной симметрии.

С самого начала основным препятствием применения подхода Янга-Миллса к теориям слабых, а также и сильных взаимодействий, была проблема массы. Калибровочная симметрия запрещает наличие массы у калибровочных бозонов, и предполагалось, что какие-либо безмассовые калибровочные бозоны могут быть определенно обнаружены в эксперименте. Во всех работах в ссылке [14] масса была, как иногда принято говорить, введена руками, но это нарушает рациональность калибровочной теории. Принцип локальной симметрии, который является основным мотивом таких теорий, будет нарушен при введении массы. В конечном итоге в работах [15] в 1960-х годах авторами было продемонстрировано, что неабелевы калибровочные теории с введенными в них массами являются неперенормируемыми, и, поэтому не делают продвижения в понимании природы четырех-фермионного слабого взаимодействия. В этом месте наступает черед третьей идеи, смысл которой заключается в спонтанном нарушении симметрии: должны быть симметрии плотности лагранжиана, а не симметрии вакуума.

В 1961 году И. Голдстоун сформулировал теорему [16], доказанную год спустя им же самим совместно с А. Саламом и С. -Вайнбергом [17], о том, что для каждой нарушенной симметрии должна найтись безмассовая частица со спином нуль. В 1964 году П. Хиггс [18] сделал попытку выйти за рамки теоремы Голдстоуна. Он понял, что теорема Голдсто-уна не может быть использована, если исходная симметрия не обладает свойствами глобальной симметрии, подобно сохранению изотопического спина, а лишь в случае калибровочной симметрии, подобной локальной изотопической спин-симметрии, ведущей свое происхождение из оригинальной теории Янга-Миллса. Тогда голдстоуновские бозоны сохраняются в теории, превращаясь в калибровочные бозоны с нулевой спираль-ностыо, и приобретают массу. Приблизительно в это же время Энглерт и Браун [19] независимо открывают явление спонтанного нарушения симметрии, но с другой мотивировкой: они надеялись на идею использования теория Янга-Миллса для построения модели сильных взаимодействий, обусловленных массивными векторными бозонами. И сегодня, спустя 40 лет после опубликования статьи П. Хиггса, поиски бозонов Хиггса как в рамках СМ, так и различных расширениях СМ, являются приоритетной задачей действующего протон-антипротонного рр коллай-дера - Тэватрон с энергией y/s= 1.96 ТэВ, а в перспективе и в экспериментах ATLAS и CMS на большом протон-протонном рр коллайдере в ЦБРН с энергией y/s= 14 ТэВ. Речь идет о рождении бозонов Хиггса и их исследовании по продуктам распадов с учетом взаимодействий -с тяжелыми кварками pi лептонами, чему будут посвящены Главы 7 и 8 диссертации. Уже сегодня на Тэватроне Run II имеется возможность прояснить ситуацию с влиянием так называемой промежуточной фер-мионной петли, заполненной преимущественно тяжелыми кварками, как возможным измеряемым источником появления хиггсовских бозонов как в CP-четном (легкие h- и тяжелые Н- бозоны) скалярном, так и в СР-нечетном псевдоскалярном (А-бозоны) секторах в рамках минимального суперсимметричного расширения Стандартной Модели.

В 1967 году появилась электрослабая теория, сформулированная независимо С. Вайнбергом [20] и А. Саламом [21]. Физические калибровочные бозоны оказались массивными заряженными частицами, и названными традиционно W- бозонами, а массивный нейтральный бозон был назван Вайнбергом Z-бозоном; и еще - безмассовый фотон. Взаимодействие этих калибровочных бозонов с лептонами и самими собою фиксировалось калибровочной симметрией. В это же время Вайнберг вернулся к работам по теориям промежуточных векторных бозонов с начала 1950-х и до первой половины 1960-х годов, и обнаружил, что структура глобальной SU(2) х U( 1) группы уже была предложена в 1961 году Глэшоу [14], а также независимо в 1964 году Саламом и Уордом [14]. Получилось, что теория была основана на точной, хотя и спонтанно нарушенной калибровочной симметрии.

Спонтанное нарушение этой симметрии дает массы не только промежуточным векторным бозонам, но и электронам (и также мюонам в другом лептонном дублете). И только скалярные частицы, вакуумные ожидания которых дают массы электронам и мюонам, формируют 5^7(2) х 11( 1) дублеты. Аналогичный результат получается и с несколькими скалярными дублетами. Такие же предсказания, в тоже время, могут быть выполнены и в рамках теории " техницвета", в которой электрослабая калибровочная симметрия спонтанно нарушается посредством сильных взаимодействий, что и было реализовано 12 лет спустя после работ С. Вайнберга [20] и А. Салама [21] в работах С. Вайнберга [22] и Л. Саскинд [23]. Теория "техницвета" будет использована в Главе 6 диссертации при исследовании новых тяжелых калибровочных бозонов.

В первых работах по теории спонтанного нарушения симметрии скалярный дублет комплексных скалярных полей записывался в терминах четырех вещественных полей. Три из калибровочных симметрий БII(2) х £7(1) спонтанно нарушены и уничтожают три голдстоуновских бозона, ассоциированных с этими полями. Остается единственная массивная нейтральная скалярная частица, как реальная частица, которая и может быть найдена в лабораторных условиях. Эта частица, которая впервые появилась в физической литературе в 1967 году [20], где были предсказанны ее константы взаимодействия, но не масса, так и не появилась пока в лаборатории. Для отличия этой массивной частицы от бозона Голдстоуна, она была названа бозоном Хиггса. С учетом расширения минимальной модели, можно найти богатый спектр этих хиггсовских бозонов, в том числе и псевдоскалярных, положительно и отрицательно заряженных, дважды заряженных и т.д.

И Вайнберг и Салам предполагали, что электрослабая теория является перенормированной, потому что с самого начала они использовали теорию, которая была перенормированной изначально. Но теория со спонтанным нарушением симметрии имела новое разложение по теории возмущения, и вопрос заключался в том: сохраняется ли перенормируемость в новой теории возмущения? Авторы считали, что это так, но доказательства не были приведены. Одна из причин заключалась в том, что Вайнберг не оценил возможности метода интеграла по путям, и для доказательства перенормируемости электрослабой теории использовал операторный формализм в унитарной калибровке, но не достиг успеха [24].

Успех был достигнут Вельтманом и его студентом т'Хуфтом. В 1971 году т'Хуфт использовал метод интегрирования по траекториям для определения калибровки, в которой проявилась очевидность, что спонтанно нарушенные неабелевы калибровочные теории имели свойство, связанное с перенормированностью, что во всех порядках теории возмущения появлялось лишь конечное число бесконечностей [25]. Итак, в калибровке т'Хуфта число бесконечностей было ограниченным, и встал вопрос: можно ли все эти бесконечности абсорбировать в переопределение параметров? Эта проблема была решена впервые в работах Ли и Зин-Жустена [26], т'Хуфта и Вельтмана [27] и позже в рамках элегантного формализма Бекки, Руэта и Стора, а также Тютина [28].

Отметим, что старая теория слабых взаимодействий, основанная на четырех- фермионных взаимодействиях, может быть эффективной квантовой теорией поля, которая хорошо работает при относительно низких энергиях, и с введением дополнительных свободных параметров позволяет проводить вычисления квантовых поправок. Параметром разложения в таких теориях является энергия, деленная на некоторую характеристическую массу, и при вычислениях до определенного уровня энергии, параметры связи вбирают в себя все бесконечности. Но эти теории неизбежно теряют всю предсказательную силу при энергиях, превышающих отмеченную выше характеристическую массу. В случае четырех-фермионной теории слабых взаимодействий масштабом такой характеристической массы является величина порядка 300 ГэВ (т.е. масштаб массы калибровочных бозонов). Важность перенормировки электрослабой теории заключалось не столько в том, что бесконечности могут быть устранены с помощью перенормировки, сколько в том, что теория обладала потенциалом описания слабых и электромагнитных взаимодействий при энергиях, превышающих 300 ГэВ, и, возможно, вплоть до энергии Планка.

В начале 1970-х годов различные модели в рамках одной электрослабой теории были наиболее привлекательными, но это не означало, что теория была истинной- ответ на справедливость теории мог дать лишь эксперимент. После демонстрации того, что теория является перенорми-рованиой, ее экспериментальные следствия стали восприниматься очень серьезно. Теория предсказывала существование нейтральных токов с историей, относящейся к 1937 году в работах Гамова и Теллера, Кеммера, и Вентцеля [29]. Нейтральные токи были открыты в 1973 году в ЦЕРН [30], а в конечном итоге, нарушение четности в нейтральных токах было продемонстрировано на ожидаемом уровне в электрон-нуклонном рассеянии в ЭЬАС в 1978 году [31], и только после этого многие физики полу-чилр! уверенность в том, что электрослабая теория является существенно корректной.

Успех электрослабой теории в начале 1970-х возродил интерес к теории Янга-Миллса, что привело к дополнению, в виде другой половины стандартной модели - квантовой хромодинамики. В 1973 году Гросс и Врглчек, и Политдер независимо обнаружили, что неабелевы калибровочные теории имеют замечательное свойство асимптотической свободы [32]. Они использовали перенормировочные групповые методы в рамках подхода Гелл-Манна и Лоу [33], которые были предложены Каллан, Симанзик, Колеманом и Джакивом [34], для определения эффективной калибровочной константы как функции от энергии. Было показано, что в теории Янга-Миллса эта константа стремится к нулю при увеличении энергии до бесконечности. Здесь будет уместным заметить, что т'Хуфт получил этот результат и представил его на конференции в 1972 году, но повременил с опубликованием своего результата, занимаясь другими задачами, и поэтому впоследствии его работа не получила достаточного » внимания.

Оставалась проблема, которая не получила разрешения в то время: как быть с 5(7(3) калибровочными бозонами - глюонами? В своих работах [32] авторы высказали свое мнение почему глюоны не наблюдались в экспериментах. Причина состоит в том, что калибровочная симметрия спонтанно нарушается как и в электрослабой теории, и глюопы являются слишком тяжелыми, чтобы быть обнаруженными. Вскоре после этого была предложена альтернативная позиция, по которой калибровочная симметрия не нарушалась полностью, и глюоны были в действительности безмассовыми, и мы не можем их наблюдать по той же причине, по которой ненаблюдаемы и кварки, что является результатом особенных инфракрасных свойств неабелевых калибровочных теорий - цвет находится в некоторой ловушке, и цветные частицы, кварки и глюоны, никогда не могут быть изолированы [35]. Проблема удержания кварков обсуждается в Главеах 3 и 8 диссертации, а вопросы деконфайнмента нашли свое отражение в Главе 8.

Итак, СМ в физике элементарных частиц отражает прогресс, достигнутый за последнее пол-столетие, в понимании природы слабых, электромагнитных и сильных взаимодействий. В течение этого периода были сделаны огромные шаги в том смысле, что квантовая теория стала иметь непосредственное отношение к широкому кругу физических явлений. В настоящее время СМ находится в удовлетворительном согласии с данными, полученными из ускорительных экспериментов. Успех Стандартной модели подтверждается присуждением пятнадцати Нобелевских премий по физике, имеющих прямое отношение к СМ, начиная с 1957 года (Т.Д. Ли и С.Н. Янг за открытие нарушения четности). Арсенал физических методов для объяснения сильных взаимодействий в 1960-х годах включал в себя принципы, основанные на аналитичности, унитарности и симметрии. Принято считать, что СМ состоит из следующих основных блоков:

A) Кварки и лептоны

Б) Калибровочные схемы (термин "калибровка" был введен впервые Г.

Вейлем в 1929 году [36]).

Эти калибровочные схемы включают в себя: а. абелевы локальные калибровочные теории, например, электромагнетизм и б. неабелевы калибровочные теории, используемые для описания сильных взаимодействий посредством векторных мезонов, переносящих изотопический спин;

B) Цвет и КХД

Наличие "цвета", впервые введенного в работах H.H. Боголюбова, Б.В. Струминского и А.Н. Тавхелидзе [37] и И. Намбу [38], объясняется несколькими основными наблюдениями: кварковая статистика, е+е~ аннигиляция в адроны, двухфотонный распад нейтрального 7Г°-мезона. Г) Слабые взаимодействия и слабые токи.

Природа слабых взаимодействий уже была освещена выше, и мы отметим лишь структуру слабых токов. В работах Герштейна и Зельдовича (которые первые поняли, что слабый векторный ток обладает универсальной силой) [39], Ли и Янга [4,40], Фейнмана и Гелл-Манна [41] и Сударшана и Маршака [42], слабые токи были идентифицированы как имеющие вектор-аксиальную ("V-A") природу. Д) Электрослабое объединение.

Е) СР-нарушение.

Реализация того факта, что слабые взаимодействия нарушают пространственную (Р) четность и зарядовое (С) сопряжение было центральным моментом при формулировке V-A- теории. Основы теории были сформулированы в 1957 году при условии сохранения произведения СР, но последующее в 1964 году открытие двухпионных распадов долгожи-вущего К-мезона (Kl —> 7ттт [5]) показало, что произведение СР может не сохранятся.

В 1973 году Кобаяши и Маскава [43] предложили, что СР нарушение в системе нейтральных К-мезонов может быть объяснено в рамках модели с тремя поколениями кварков. Кварки третьего поколения были открыты в 1977 (Ь-кварк [44,45]) и в 1994 годах (t-кварк [46,47]). Альтернативная теория СР-нарушения в системе каонов, предложенная Воль-фенштейном [48], основывалась на "суперслабом" СР-нарушении со смешиванием К0 и Кприводящее к идентичности СР-нарушения в распадах Kl —> 7г+7г~ и Kl 7г°7г°. Результаты последующих публикаций опровергли суперслабую теорию и, таким образом, была установлена "прямая" форма СР-нарушения с эффектом, согласованным по величине с предсказаниями Кобаяши и Маскава. Распады адронов, содержащих Ь-кварки, являются дальнейшим основным тестовым инструментом для подтверждения гипотезы Кобаяши и Маскава, и "проявления" механизма "новой физики", выходящей за пределы СМ для обоснования СР-нарушения. С помощью детекторов ВаВаг в Стэнфорде и Belle в Тцу-кубе уже удалось получить основные результаты по распадам В-мезонов и СР-нарушения [49,50]. Ж) Бозон(ы) Хиггса.

Механизм Хиггса объяснил возможность массивного эффекта ценой введения дополнительной степени свободы, соответствующей новой частице, частице Хиггса, которая является объектом интенсивного поиска и исследования [51-53], в том числе и в настоящей диссертации. Современные ограничения на массу бозона Хиггса в рамках СМ составляют для нижней границы 114 ГэВ/с2 при непосредственном поиске на LEP2 [54], и верхнее значение массы ограничено величиной 196 ГэВ/с2, полученной на основе фитировапия данных электрослабой теории [55]. Обнаружение частицы Хиггса является ключевым моментом в дальнейшем понимании того, что может находиться вне пределов СМ, например, несколько частиц Хиггса, голдстоуновский характер частиц Хиггса, предположение о том, что бозон Хиггса не является элементарным, а может быть составным и т.д., что приводит к новому уровню понимания внутренней структуры элементарных частиц.

Что касается различных расширений СМ, то отметим прежде всего модель минимального суперсимметричного расширения СМ, которая в настоящее время является наилучшим физически обоснованным примером новой физики на масштабе электрослабых взаимодействий. Например, предсказание массы легкого бозона Хиггса в рамках минимального суперсимметричного расширения СМ находится в лучшем согласии с современными данными [56]. Однако, несмотря на свои преимущества, эта модель является достаточно сжатой. Например, в рамках "древесного" приближения масса легкого СР- четного состояния бозона Хиггса получается легче массы Ъ- бозона, что уже исключено данными ЬБР 2. Выходом из этого положения является учет больших квантовых поправок, главным образом за счет топ-кваркового сектора, дающего увеличение массы легкого СР-четного состояния бозона Хиггса до 130 ГэВ, или учет вклада от суперсимметричных топ-кварков с массой порядка 1 ТэВ. Но здесь возникает проблема в двойственности той роли, которую играют стоп-кварки в минимальном суперсимметричном расширении СМ. С одной стороны, стоп-кварки избавляют нас от квадратичной расходимости, получающейся в результате однопетлевого вычисления вклада от топ-кварка, и поэтому эти стоп-кварки не могут быть существенно тяжелее, чем масштаб, определяемый электрослабыми взаимодействиями. С другой стороны, они должны обладать достаточно большой массой для внесения дополнительного вклада в массу бозона Хиггса, чтобы удовлетворить ограничению на нижний предел массы бозона Хиггса, согласно данным ЬЕР 2. Поэтому строгие экспериментальные ограничения приводят к необходимости возможного расширения этой уже расширенной модели, которое может смягчить это напряжение. Например, масса бозона Хиггса может быть увеличена за счет повышения величины константы хиг-гсовского самодействия через расширение калибровочного сектора или новых констант в суперпотенциале [57]. Важныеные результаты могут быть получены в контексте дополнительных синглетных и триплетных состояний Хиггса [58]. Так, например отметим, что в случае синглетных и трршлетных мягких членов с массой порядка 1 ТэВ ограничение на массу бозона Хнггса поднимается уже до значения приблизительно 150 ГэВ и 200 ГэВ, соответственно. Но все эти модели ограничены в смысле требования пертурбативного характера всех констант взаимодействия вплоть до масштаба Большого объединения.

Проблема поиска новых частиц и вместе с ними новых взаимодействий остается одной из ключевых задач современной физики элементарных частиц. Один из возможных путей поиска ориентирован на экзотические состояния, имеющие массы сравнимые с обычными наблюдаемыми частицами и малыми константами взаимодействия. Эта ветвь современной физики высоких энергий рассматривается как дополнительная в поисковой физике, а отнюдь не альтернативная по отношению к физике частиц с массами масштаба 0.2-1.0 ТэВ. Так, например, неизвестные пока нейтральные калибровочные бозоны X' предсказываются многими теоретическими моделями, адресованными физике за пределами стандартной модели, такими, например, как Модель Большого объединения [59], суперсимметричные [60] и суперструнные [61] модели. Расширенные модели различаются выбором калибровочной группы, эффективных взаимодействий и связанных с ними полями, другими параметрами. Поиск экзотической физики, описываемой расширенными моделями, опирается на прецизионное измерение таких величин как сечения, ширины распадов, в смысле обнаружить отклонения от стандартной модели, а также в подверждении или нет стандартных законов сохрания основных физических величин. Решающее значение в подтверждении справедливости той или иной расширенной модели является только экспериментальное наблюдение новых частиц.

В простейшем случае низкоэнергетическая калибровочная группа (3) х 5С/(2) х и{1) оказывается расширенной до дополнительной группы и'{1), ассоциированной с дополнительным калибровочным полем. Из-за наличия смешивания в кварковом секторе стандартной модели, дополнительный калибровочный бозон может взаимодействовать единым образом со всеми кварками из различных поколений. Вследствие того, что масса и константа связи дополнительного легкого калибровочного бозона меньше, чем масса и константа связи обычного Z- бозона, полагаем, что масса легкого калибровочного бозона не определяется вауумным средним бозона Хиггса в стандартной модели, а зависит от вауумного среднего дополнительного скалярного поля, синглетного относительно стандартной калибровочной группы.

Детальное изучение возможного проявления как легких калибровочных бозонов, так и легких (псевдо)скалярных состояний основывается на том, что если массы этих новых частиц сравнимы с массами известных калибровочных или (псевдо)скалярных бозонов, то эффективные исследования экзотических состояний могут быть основаны на радиационных распадах типа Р —» jX' или распадах Р —ï Р'Х, где под X и X' мы понимаем не регистрируемые на эксперименте новые частицы в (псевдо)скалярном и векторном секторах, соответственно. Таким образом, псевдоскалярные адроны с массами до 1 ГэВ являются актуальными объектами для поиска новых калибровочных и (псевдо) скалярных частиц.

Прямые исследования по поискам сигналов X' проводились в разных экспериментах. Так лучший экспериментальный предел в распаде 7г° —>• jX' был получен в CERN (Crystal Barrel), используя аннигиляцию рр как источника псевдоскалярных мезонов [62]. Полученное ограничение на брэнчинг составляет порядка Ю-5 для массы Х'-бозона в интервале О < тх' < 125 МэВ. Аналогичного масштаба предел был получен и для распада r¡ jX' для больших значений масс X' -бозона. Физическое обоснование экспериментов по поиску дополнительных скалярных Х-бозонов в распадах г]- мезонов, г] —> 7г°Х было предложено автором диссертации на гу- "мезонной фабрике" (ускоритель SATURNE) в Sacie (Франция) в 1994 году. Анализ взаимодействия легких Х-бозонов с легкими адронами (например, ета-мезонами) основывается на специальной роли связи Х- глюон, индуцированной тяжелыми виртуальными кварками. В диссертации будет рассмотрена модель с нейтральным хиггсо-подобным Х-бозоном. Полагаем, что распады, например, г) —> 7г° е+ е~ , г] —» 7Г° и г] —> 7г° 7Г+ 7г~ при их исследовании на ета-мезонной фабрике, могут быть проявлением последовательности распадов г) —7г°Х X —У е+ е~, X —» fj,~ и X —> тт+ 7г~, соответственно. Вычисления относительных вероятностей распадов г] —> 7г° X и X —> 7Г+ тт~ и их сравнения с экспериментальными ограничениями позволяют нам оценить нижнюю границу массы нового скалярного состояния, а также получить информацию на константы взаимодействия.

Исследование кварков третьего поколения и особенно четвертого поколения, а также адронов, составленных из этих кварков, занимает исключительно важное место в современной физике высоких энергий. Интенсивно ведутся теоретические исследования, направленные на изучение кварков четвертого и даже последующих поколений с различных точек зрения. В связи с этим возникает необходимость систематизировать этот материал с изложением обобщающей точки зрения на эту задачу. Несмотря на отсутствие все еще решения проблемы удерживания кварков в адронах ("конфайнмент"), считается общепризнанным, что картина количественного описания адронов, составленных из тяжелых кварков, является уже понятной. В диссертации проблема тяжелых кварковых состояний (кваркониев) рассматривается совместно с физикой слабых взаимодействий как в СМ так и в нетривиальных проявлениях расширения СМ, например, хиггсовский сектор минимального суперсимметричного расширения стандартной модели. Распады и рождение адронов, содержащих тяжелые кварки, являются одним из перспективных источников информации о свойствах новых полей, возникающих в теории. К ним, в частности, можно отнести поля хиггсовских бозонов, константы взаимодействия которых с кварками пропорциональны массам этих тяжелых кварков, и новые калибровочные тяжелые бозоны. Перспективы поисков заряженных хиггсовских бозонов Н± можно связывать с распадами топ-кварка, например, £ —Н+ + Ъ. В диссертации исследование тяжелых кваркониев основано на хорошо известной потенциальной модели, правда с новым дополнительным эффектом за счет сильной константы Юкавы. Для сравнения используется метод [63-65], основанный на представлении о сложной непертурбативной структуре вакуума квантовой хромодинамики (КХД). К сожалению, ни один из этих методов не является универсальным. Поскольку как в СМ так и в минимальном суперсимметричном расширении стандартной модели константы взаимодействия хиггсовских бозонов с кварками имеют порядок £тд/г> (£ =1 для СМ, г>=246 ГэВ), то распады тяжелых кваркониев оказываются хорошим источником Хиггс-бозонов с массой т# < 2тд.

Одной из нерешенных и остростоящих проблем в современной физике частиц является понимание спектра ароматов и масс фермионов, главным образом кварков. Наблюдаемые значения масс фермионов и углов смешивания составляют основной массив параметров СМ, используемый в исследовании физики фермионов. Если массы заряженных лептонов могут быть непосредственно измерены и они соответствуют полюсам в соответствующих пропагаторах, то в кварковом секторе ситуации иная. Здесь массы кварков ш9 могут быть получены из свойств адронов и обычно эти массы рассматриваются как бегущие массы в зависимости от некоторого перенормировочного масштаба ¡1. Полюсная масса тро1е в пропагаторе соотносится с т(7(/и) следующим образом тР°1е = т(1(/1 = т(}) 1 + 1 а5(тд) в лидирующем приближении КХД. Обычно легкие кварки нормированы на масштаб [1 = 1 ГэВ (или 2 ГэВ для КХД оценок на решетках), а в случае тяжелых кварков массы частиц нормированы при своих же значениях масс. Отметим, что масса топ-кварка, измеренная в ЕегтПаЬ, тпь = 174 ± 5 ГэВ, понимается в смысле полюсной массы. Известно, что в природе существует симметрия, киральная симметрия, удовлетворяющая (на языке групп) группе симметрии, скажем О, которая "защищает" частицы от возможности появления у них массы. Частицы могут приобрести массу лишь в случае, если эта С - симметрия будет нарушена. Механизм "защиты" от массы нарушается с помощью эффекта Хиггса, когда вакуумное ожидание поля Вайнберга-Салама со значением (фц^в) — л/2 ^ = 246 ГэВ нарушает калибровочную симметрию и калибровочно-инвариантная константа связи Юкавы у^ становится ответственной за появление массы у, например, кварка сорта Ш] = = 174^- ГэВ. Нетрудно заметить, что масса топ-кварка имеет приблизительно то лее значение, что и вакуумное ожидание поля Хиггса в СМ (константа Юкавы является неподавленной величиной порядка единицы). Один из выводов заключается в следующем: механизм Хиггса объясняет почему (т.е. причину) масса топ-кварка так сильно подавлена по сравнению с фундаментальными масштабами (Большого объединения, Планка) физики за пределами СМ, и определяется масштабом нарушения калибровочной электрослабой симметрии. Однако дальнейшее подавление масс кваркового спектра (уь ,ус « 1) остается пока не понятым. В то же время векторо-подобные кварки не имеют эффективной "защиты" от возникновения массы, и могут обладать достаточно большими значениями масс (модели большого объединения, модели струн, модели малого Хиггса как псевдоголдстоуновского бозона, .). Частица

Хиггса, будучи скаляром, также не имеет массивной "защиты", и a priori можно ожидать появление большой массы у нее.

Хорошо известно [66], что самосогласованность СМ в пределах до некоторой величины Л, являющейся характерным ограничением на применимость СМ, налагает вполне определенные ограничения на массы топ-кварка и бозона Хиггса. Первое ограничение связано с проблемой тривиальности, которое заключается в том, что бегущая константа связи поля Хиггса А (/л) ни при каких обстоятельствах не может вызвать полюс Ландау при ¡jl < А. Второе ограничение относится к проблеме стабильности электрослабого вакуума, а именно, A(/¿) ни при каких обстоятельствах не может стать отрицательной величиной, приводя, в противном случае к нестабильности вакуума СМ. В диссертации этот вопрос будет исследован подробно в Главе 5. Отметим, что изучение эффектов стабильности при масштабах Планка A ~ 1019 ГэВ является важным при обсуждении значений массы топ-кварка.

Если предположить, что в природе реализуется механизм, когда константы связи определяются различными вакуумными состояниями, но имеющими одинаковую энергию (космологическая постоянная), то можно получить следующую картину. Полагаем, что эффективный потенциал Veffis^) поля Хиггса в СМ имеет не единственное вакуумное состояние, а имеет второе минимальное значение при (ф) — v, вырожденное известным минимальным значением на электрослабом масштабе (ф) = V = 246 ГэВ, т.е. Veff(v) = Veff{v). Поскольку второе минимальное положение совершенно произвольно на масштабной шкале, то мы отнесем его на максимально возможное "удаление" по массе, при котором наша модель еще сохраняет свои свойства, а именно выберем масштаб Планка, т.е. допустим v = Ap¡.

При больших значениях поля Хиггса в СМ, ф » v эффективный потенциал можно аппроксимировать выражением Veff{4>) — (1 /8)A(/l¿ = |0|) |0|4, и вследствие условия вырождения, т.е. одинаковости потенциалов при значениях вакуумных ожиданий v и v, получим, что А (у) будет ничтожно мало. Производная от Veff (ф) равна нулю в точке ф = v, вследствие его минимального положения в этой точке. Таким образом, в точке второго минимума эффективного потенциала исчезает бета-функция Д\, т.е. /3\(ц = v) = A(v) = 0, что приводит к следующему соотношению

123? = О между константами взаимодействия Юкавы gt{fj) и электрослабыми калибровочными константами gi(fi) и ^(м) на масштабе ц = v ~ Ар/. В этой схеме мы используем уравнение ренормализационной группы для связи констант взаимодействия на масштабе Планка с их значениями на масштабе электрослабых взаимодействий. Численные оценки приводят к следующим значениям масс топ-кварка и бозона Хиггса: rrit ^ 173 ГэВ и ra# ~ 135 ГэВ (см. также оценки в работе [67]). Таким образом, используя простые рассуждения об эффекте вырождения вакуума на различных масштабах, соответствующих стабильности или слабой мета-стабильности вакуума, возможно подтверждение о легкой массе бозона Хиггса в области 130 ГэВ, что находится в хорошем согласии с оценками массы бозона Хиггса в СМ на основе прецизионных данных [68]. Поскольку отношение Api/v ~ 1017 достаточно велико, существует вероятность того, что в электрослабом секторе существует дополнительное вакуумное состояние, вырожденное по отношению к двум другим состояниям, обсуждавшимся выше. Два вауумных состояния СМ на масштабе электрослабых взаимодействий различаются между собою возможностью конденсации S- волновых связанных состояний, состоящих из тяжелых кварков up- и down- типов дополнительных поколений. Основной вклад в обменные силы между такими кварками и антикварками дается бозонами Хиггса. Более подробно эта тема будет раскрыта в Главе 8 настоящей диссертации.

Следуя основным принципам КХД, возможно наблюдение (или получение) фазового перехода между адронами и фазой кварков и глюонов в некотором локализованном пространстве при достаточно высокой температуре Т ~ 0(200) МэВ и с высокой плотностью частиц, причем рассматриваемая возбужденная фаза генерируется высокоэнергетичными столкновениями, например, тяжелых ионов. Современная космология также делает предложение, что аналогичные фазовые переходы могут иметь место на определенном этапе космологической эволюции. Без сомнения, одним из важнейших вопросов современной физики сильных взаимодействий при конечной температуре является теоретический анализ отмеченных выше фазовых переходов, опираясь на основополагающие принципы КХД. К сожалению, использование лишь этих принципов для описания такого сложного явления как деконфайнмент пока не привело к успешному построению теории кварк-глюонной плазмы. По этой причине появляется необходимость построения подходящей (полу)феноменологической модели, позволяющей объяснить детали такого сложного явления в терминах нескольких переменных или параметров. Например, одной из плодотворных оказалась гидродинамическая модель (инициированная Л.Д. Ландау [69], а впоследствие Д. Бьеркиным [70]). Довольно плодотворным явилось введение релятивистской кинетической теории [71], основанной на уравнении типа Фоккера-Планка в смысле получения температурно-зависимых плотностей энергии и транспортных коэффициентов в КХД материи. Такие кинетические теории по сути явились промежуточным теоретическим звеном между основополагающими принципами теории сильных взаимодействий при конечной температуре и феноменологией. Можно предположить, что это были полуфеноменологические теории.

Следующим шагом является выбор* и включение в модель феноменологических переменных или параметров, включая их термодинамические свойства, на основе теоретической базы, близкой к КХД. Между тем, теоретический базис, объясняющий "область" рождения частиц (источника частиц), его пространственных размеров и времени жизни остается пока не до конца выясненным. Уже давно было осознано, что в моделях, описывающих рождение частиц, например, феноменологическая модель бозе-эйнштейновской корреляции многих частиц, модель больших множественностей, присутствуют проблемы, не позволяющие рассматривать их как достаточно согласованные. Хорошо известны важность бозе-эйнштейновских корреляций и их экспериментальный и теоретический статус. Как основной недостаток отмеченных выше моделей следует отметить проблемы внутренней самосогласованности, параметризации функций распределения, содержащие свободные параметры, вопрос о влиянии эффекта когерентности системы адронизации на функции бозе-эйнштейновской корреляции.

Необходимо отметить, что обсуждаемые выше теории не учитывали процессы на микроуровне, основанных на квантовых свойствах и присущих КХД. Поэтому в Главе 4 диссертации развивается новый метод теории многочастичных корреляций, основанный на построении эволюционного уравнения типа Ланжевена на квантовом уровне (с учетом эволюции операторов рождения и уничтожения), который явился чрезвычайно полезным для исследования пространственно-временной области деконфаймента и рождения элементарных частиц. Отметим, что развитая нами модель является полу феноменологической, которая прямо связана с основными принципами квантовой теории поля при конечной температуре.

Очевидно, что новая поисковая физика элементарных частиц, направленная на исследование структуры материи в области ТэВ-ных энергий не может более опираться на стандартные представления, связанные с симметрией 5£7(3) х 311(2) х £7(1). В частности, одна из наиболее остро стоящих проблем связана с выяснением структуры хорошо известной пустыни энергетических масштабов, где по сути отсутствуют новые (фундаментальные) частицы с массами, лежащими в области от 0.1 ТэВ до 1012 ТэВ. Возникает существенная необходимость расширения представлений о природе фундаментальных взаимодействий, выход за пределы СМ путем усложнения симметрии, где калибровочная группа СМ является подгруппой новой расширенной минимальной группы. Унификация сил взаимодействия с помощью включения суперсимметрии является существенной парадигмой как результат ЬЕР 1 и ЬЕР 2 преци-зрюнных измерений. Простейшей группой теорир! великого объединения является группа 811(5), но лрппь расширенные симметрии, связанные с группой Ев, вознржающей в теорирт струн, или ее подгруппа 80(10) могут являться хорошими кандидатами на объясненрге появлегош, нащшмер, новых калибровочных ¿¡/'-бозонов на масштабе 1 ТэВ. В этррх расширенных моделях, предполагающих многоступенчатое нарушение симметрии до симметрии СМ, возможно появление новых частрщ в скалярном, фер-мионном Р1 калибровочном секторах с массами порядка 1 ТэВ. Все это стимулирует многочисленные попытки выхода за рамки представлений СМ и в поисках новых тяжелых кварков (например, в следующих поколениях после третьего), связанных кварк-антикварковых состояний, содержащих тяжелые кварки, расширенного сектора Хрптс-бозонов, включая частицы с различными СР-четностями, заряженными и даже двукратно заряженными скалярами, дополнительных калибровочных бозонов \¥±г, Я и т.д.

Наиболее перспективными моделями за пределами СМ, претендующими на раскрытие спектра новых частиц при энергиях 1-10 ТэВ являются суперсимметрия, Eq, SO(IO), модель Хиггса с двумя дублетами и модель "малого Хиггса". Это далеко не полный перечень всех расширенных моделей, но который найдет свое отражение в Главах 6,7 и 8 настоящей диссертации. Модель "малого Хиггса" подпитывается старой идеей иметь достаточно легкий Хиггс-бозон. Таким образом, последний можно представить в виде псевдо-голдстоуновского бозона с нарушенной глобальной симметрией. Нарушение электрослабой симметрии происходит за счет потенциала Колемана-Вайнберга. Бозон Хиггса становится массивным на уровне электрослабого масштаба за счет радиационных поправок. Здесь новая физика входит в теорию с характерным масштабом А ~ 47г /, где / ~ 0( 1 ТэВ). Эта новая физика содержит дополнительные заряженные и нейтральные поля, которые вносят дополнительный вклад в петлевых вычислениях, особенно в распадах бозонов Хиггса на фотоны или глюоны. Потенциально важным моментом является эффект смешивания между нейтральными компонентами двух дублетов хиггсов-ского поля. Этот эффект смешивания может привести к существенным изменениям констант связи поля Хиггса с W, Z-бозонами и топ-кварком. Любая из моделей " малого Хиггса" содержит тяжелые кварки Т и новые дополнительные калибровочные бозоны Wh с массами ~ / для обеспечения сокращения квадратичной расходимости массы Хиггса вследствие вкладов топ-кварков и W- бозонов. Эти новые тяжелые состояния смешиваются с другими полями на уровне г;2//2 (v ~ 246 ГэВ). Полезность расширенных моделей состоит в том смысле, что СМ естественным образом может быть в них включена при условии, что конкретные расширенные модели, обладающие достаточной симметрией, обеспечивают сокращение квадратичных расходимостей на однопетлевом уровне.

Безусловно возникают естественные проблемы объяснения возможности существования составных объектов, связанных из тяжелых кварков и антикварков, вопросы идентификации новых калибровочных бозонов и состояний бозонов Хиггса из сложной структуры мультидублет-ных состояний. Эти и другие свойства расширенных моделей подводят нас к вполне обоснованному пониманию, что модели данного класса могут быть прообразами будущей фундаментальной теории при больших масштабах энергий.

Попытки построения фундаментальной теории, выходящей за рамки представления СМ весьма интенсивны, но к настоящему времени теория далека от своего завершения. Поэтому представляется актуальным изучение внутренней структуры и свойств таких моделей, получение феноменологических следствий, выявление противоречий или непротиворечий современным экспериментальным данным, поиск характерных мод распадов и взаимных переходов, которые могли бы проявляться в будущих экспериментах.

Цель диссертации состоит в исследовании общих свойств расширенных калибровочных моделей, их применении к феноменологии, содержащей спектр адронов в легком и тяжелом секторах, скалярных частиц и калибровочных бозонов, изучении природы дуальности при удержании заряженных частиц на больших расстояниях и выяснение механизма многочастичных корреляций при множественном рождении тождественных частиц при высоких энергиях.

Природа фундаментальной (теоретической) массы скалярного бозона Хиггса, определяемой лишь константой самодействия в эффективном Лагранжиане, остается одной из нерешенных проблем теории элементарных частиц. Это делает актуальным поиск возможного проявления скалярного частиц х типа бозонов Хиггса в легком секторе с соответствующими легкими состояниями калибровочных бозонов, отвечающих дополнительной калибровочной группе U'(l) в расширенной калибровочной группе SU(3) х SU(2) х 17(1) х i7'(l). В диссертации предложен новый механизм поиска дополнительных легких скалярных частиц, связанных слабо с фундаментальными полями (д[ << gi), в распадах легких адронов (например, 77-мезонов и т.д.). Модель основана на важной роли КХД аномалии в дивергенции аксиального тока. Основная особенность взаимодействия легкого скалярного бозона состоит не в связи с кварками легких адронов, а во взаимодействии с глюонами. Получены ограничения сверху на константы взаимодействия бозона с кварками в зависимости от, например, синглет-октетного угла смешивания в системе 7j — г}'. Это является особенно привлекательным и актуальным для современных экспериментов по низкоэнергетической экзотической физике на установке WASA-Celsius на единственной в мире 77-мезонной фабрике (Уппсала, Швеция). В частности, результаты, полученные в диссертации, положены в основу интерпретации данных по верхнему пределу на массы новых частиц на установке WASA-Celsius при энергиях до 1 ГэВ.

Для исследования важной проблемы физики заряженных частиц на больших расстояниях-удерживание кварков (конфайнмент), в рамках дуальной модели с максимальной абелевой проекцией сформулирован новый подход, основанный на уравнениях движения для скалярных полей, содержащих производные высших порядков. Впервые получены точные аналитические выражения для функций распространения скалярного поля Хиггса и дуального калибровочного поля, взаимодействующего с полем хиггсовского бозона. Впервые приведены решения в виде точного аналитического выражения для константы натяжения струны в эффективном потенциале, ответственным за удерживание кварков, и произведена оценка ее величины. Получены точные решения релятивистских вихревых уравнений типа Абрикосова.

В диссертации рассмотрены новые предложения для оценки массы бозона Хиггса в СМ при достаточно больших значениях бегущей юкавской константы связи в зависимости от предельного масштаба Л новой физики.

В диссертации открыто новое направление, лежащее на стыке теории квантованных полей при конечной температуре и теории хаотического движения частиц - построение модели квантового распределения бозе- и ферми-частиц на основе квантовой эволюции (типа Ланжевена), описывающей изменения во времени (и пространстве) функций состояний или операторов рождения и уничтожения частиц, испытывающих возмущения в результате стохастических взаимодействий, и испытывающих несистематическое воздействие со стороны окружающих частиц в конечномерном термализованном 4-х мерном пространстве-времени. Впервые исследована природа внешних возмущений (в эволюции), различающихся по своему функциональному воздействию на систему частиц, находящихся в состоянии равновесия: а) возмущения 1-го рода, так называемые динамические воздействия, создаваемые внешними полями, которые могут оставаться постоянными во времени или меняться произвольным образом (математически это отражается простым добавлением в гамильтониан члена, соответствующего внешнему полю); б) возмущения 2-го рода, например, возникающие вследствие "теплового воздействия", невозможно описать простым изменением гамильтониана системы. Такие возмущения возникают при наложении на систему извне некоторого типа неоднородностей. Для учета этого выбрана определенная форма функции неоднородностей. Предложен новый механизм эффекта термостата, который есть не что иное, как ансамбль (квантовых) осцилляторов гармонически связанных с частицами, испытывающими воздействие внешних сил. Наиболее общий вид уравнения эволюции, рассматриваемый в диссертации, выглядит следующим образом: dtf(t) = 0[f(t)], где 0[/(£)]-оператор столкновений, нелинейный функционал от функции (оператора) f(t). Сформулированы общие принципы построения функций распределения и многочастичных корреляционных функций Бозе-Эйнштейна с учетом средней множественности рожденных частиц. Впервые показано как этот метод может быть обобщен на статистику Ферми-Дирака. Для практических применений вычислена двух-частичная корреляционная функция Бозе-Эйнштейна, которая имеет ранее не известные дополнительные вклады, несущие в себе информацию о произвольных источниках, и имеющие принципиальное значение в связи с интерпретацией современных данных по 2-частичным корреляциям тождественных частиц (эксперименты на RHIC (STAR, PHENIX), Tevatron (CDF, DO), У-70 (Протвино)).

Как следствие, в диссертации впервые получены строгие ограничения снизу на пространственно-временную область эмиссии тождественных частиц. Впервые представлен метод оценки средней множественности и функции хаотичности по вычисленной (или возможно полученной из эксперимента) двух-частичной бозе-эйнштейновской корреляционной функции. Модель может быть непосредственно применена к теории кварк-глюонной плазмы, где реальные полевые операторы, описывающие поля кварков, глюонов и легких адронов, связаны с найденными в диссертации операторами как решениями квантового эволюционного уравнения. Данный метод впервые применяется к теории деконфайнмента при критической температуре Тс ~ 160 ГэВ перехода из фазы адронного состояния в конечное "пространство" невзаимодействующих кварков и глюонов. Произведены оценки пространственно-временных областей "существования" бозе (глюонов)- и ферми (кварков)- частиц.

Природа масс новых частиц в расширенных калибровочных моделях (например, массы бозонов Хиггса в двухду б летной модели Хиггса, массы новых калибровочных бозонов Z' pi W±', массы суперсимметричных кварков, например стоп-кварков, ответственных за "прирагценрш" массы легчайшего бозона Хиггса) остается одной из неясных проблем современной физики частиц. Это делает актуальным поиск возможных новых моделей, позволяющих объяснить и оценить масштаб масс этих частиц. В диссертации предлагается исследовать взаимодействия, осуществляемые дополнительными калибровочными ^'-бозонами в теории че-тырехфермионного взаимодействия. Впервые найденные правила сумм для масс хиггсовских бозонов и новых калибровочных бозонов, позволили установить с помощью экспериментальных данных CDF (Тэватрон) жесткие ограничения на верхний предел по массам суперсимметричных топ-кварков, дать оценку снизу на массу легчайшего CP-четного бозона Хиггса, а также установить нижнюю границу на сумму масс двух СР-четных бозонов Хиггса в расширенной ^е-суперструнной модели. Предполагается, что эффекты новой физики входят в теорию с характерным масштабом Л ~ 47г/, где / ~ 0(1 ТэВ). Эта новая физика содержит дополнительные заряженные и нейтральные степени свободы, которые приводят к дополнительным вкладам в петлевых вычислениях, особенно характерных для распадов бозонов Хиггса. Потенциально важным моментом является эффект смешивания между нейтральными компонентами двух дублетов хиггсовского поля. Этот эффект смешивания приводит к изменению констант связи поля Хиггса с калибровочными бозонами и топ-кварками.

В диссертации исследуются распады бозонов Хиггса, индуцированные однопетлевыми промежуточными состояниями заряженных и нейтральных полей. Основными мотивами для пристального исследования этой ветви физики в диссертации являются следующие предпосылки: а) несмотря на то, что бозон Хиггса является основным интригующим объектом в современной физике элементарных частиц, его свойства еще не достаточно полно исследованы в сравнении с предсказаниями СМ и ограничениями, накладываемыми опытными данными; б) спектр взаимодействий бозона Хиггса с необходимостью должен быть расширен по сравнению с теми взаимодействиями, которыми оперирует СМ; в) хотя новые (возможно фундаментальные) состояния в расширенных моделях могут оказаться слишком "тяжелыми", чтобы быть обнаруженными в экспериментах на адронных коллайдерах или линейных ускорителях, квантовые петлевые поправки, возникающие за счет этих новых состояний, могут быть первичной полезной сигнатурой в проявлении новой физики; г) распады бозонов Хиггса, инспирированные петлями полей кварков и калибровочных бозонов, естественным образом зависят от констант взаимодействия этих бозонов с полями тяжелых кварков и калибровочных бозонов, которые хорошо определены во многих расширенных моделях, например, Минимальной Суперсимметричной CM (MCCM), Eq-суперструнной модели и т.д.

Построены модели для исследования редких мод распадов Z'(Z<i)-бозонов на кварк-антикварковые связанные состояния с эмиссией бозонов Хиггса, радиационных распадов Z\ распадов ¿^-бозонов на Z\ и бозоны Хиггса; взаимных переходов новых бозонов Z7, бозонов Хиггса и кварковых состояний, распадов CP-четных бозонов Хиггса на два гамма-кванта, два глюона, распадов CP-нечетных бозонов Хиггса на лептонные пары, два гамма-кванта или два глюона с эмиссией CP-четных бозона Хиггса.

В диссертации изучены новые возможности лабораторного наблюдения кваркониев, содержащих тяжелые кварки (сравнимые по массе с топ-кварком), включая кварки четвертого поколения up- и down- типов. Произведено обоснование критерия возможности существования таких тяжелых связанных состояний. Изучены редкие моды распадов тяжелых кваркониев с рождением бозонов Хиггса и калибровочных бозонов, произведено сравнение с наиболее вероятными модами распадов тяжелых кварков. Для сравнения, представлены результаты идентификации бозонов Хиггса по их радиационным распадам с относительно стабильными тяжелыми кваркониями. В частности, полученные в диссертации результаты вошли в пакет экспериментальных исследований в эксперименте ATLAS в ЦЕРНе.

Основные результаты заключаются в следующем : 1. Установлены новые свойства распадов легких адронов, содержащих странные кварки. Выделена существенная роль вещественной части амплитуды лептонных распадов 77 и Kl мезонов в модели полюсной доминантности с учетом промежуточных легких псевдоскалярных состояний.

Найдена особая роль вкладов за счет учета странных кварков в вершинной функции связанного состояния. Получена оценка массы сигма-мезона.

2. Построена новая версия минимального расширения СМ, содержащая спектр легких скалярных и калибровочных бозонов. Модель основана на КХД аномалии в дивергенции аксиального тока. Исследованы ее феноменологические свойства.

3. Сформулирована модель и дано количественное описание легких скалярных состояний х (подобных хиггсовским бозонам в легком секторе) в распадах ту-мезонов. Выполнены оценки сверху на константы взаимодействия легких х-бозонов с полями кварков. Полученные результаты изменили ранее принятую схему поиска экзотических легких скалярных состояний в экспериментах при средних энергиях посредством регистрации конечных пар легких лептонов или гамма-квантов.

4. Построена минимальная дуальная модель Янга-Миллса, претендующая на объяснение удерживания двух зарядов, взаимодействующих с полями дуальными по отношению к стандартному представлению. Найдены точные, ранее не известные, аналитические решения для дуального калибровочного поля, функций распространения дуального калибровочного поля, и скалярного поля. Получены точные решения вихревых уравнений (в смысле уравнений Абрикосова) для электрического поля в вихревом потоке. Найдены ограничения на постоянную натяжения струны между двумя зарядами.

5. Дано количественное ограничение на массы бозона Хиггса и топ-кварка в рамках СМ при достаточно больших значениях бегущей константы связи Юкавы с одновременным изменением характерного масштаба новой физики от энергии Планка до 1 ТэВ.

6. Построена новая версия квантовой модели хаотического распределения частиц- модель квантового распределения для бозе- и ферми-статистики на основе квантовой эволюции типа Ланжевена. Модель объясняет процесс эволюции операторов частиц, испытывающих возмущения в результате стохастических взаимодействий с окружающими частицами в конечномерном пространстве-времени при конечной температуре. Найдены новые дополнительные слагаемые в двухчастичную функцию корреляции Бозе-Эйнштейна, отвечающие учету влияния произвольных внешних стационарных сил на систему Бозе-частиц, находящихся в равновесии при конечной температуре. Их учет существенно изменяет феноменологию многочастичного рождения частиц при конечной температуре и оказывается принципиальным при оценке размеров области источников частиц и ее времени жизни. Получены феноменологические следствия модели, применительно к проблеме свободного равновесного состояния кварков и глюонов в замкнутом объеме - кварк-глюонной плазме.

7. Проведено исследование нестабильности слабого вакуума. Найдены теоретические условия, при которых эффективный потенциал бозона Хиггса не является ограниченным снизу и возможен эффект спонтанной генерации бесконечно большого поля Хиггса. Положение нового стабильного вакуума смещается с увеличением масштаба поля Хиггса экспоненциальным образом.

8. Сформулированы массовые правила сумм бозонов Хиггса (в рамках расширенной модели Хиггса с двумя дублетами), где отражен учет вклада нового калибровочного бозона Z'.

Получены ограничения на принципиальные параметры новой физики, исходя из данных коллаборации CDF по поиску отклонений от предсказаний СМ при рождении как электронов так и мюонов с учетом вкладов от новых калибровочных бозонов Z'.

9. Построена новая версия идентификации ¿Г'-бозонов в рр и рр взаимодействиях. Дано количественное описание распадов Z'-бозонов с рождением бозонов Хиггса и адронов, содержащих тяжелые кварки. Получены новые ограничения на векторную и аксиальную константы связи в теории Z'-бозонов.

10. Предложены новые моды исследования бозонов Хиггса в СР-четном и CP-нечетном секторах по их распадам на лептонные пары и двухфо-тонные или двухглюонные состояния и легкий CP-четный бозон Хиггса, соответственно, нормированные на двухфотонные или двухглюонные состояния, а также в распадах собственных массовых состояний ^-бозона на Zi-бозон при эмиссии бозона Хиггса.

11. Найдены новые механизмы, удерживающие тяжелые кварки в связанном состоянии с учетом сильной юкавской константы связи в расширенной модели Хиггса с двумя дублетами. Получены критерии на собственное время жизни тяжелых кваркониев.

12. Получены новые результаты по распадам тяжелых кваркониев на бозоны Хнггса, а также радиационных распадов бозонов Хиггса с эмиссией векторных кварковых состояний, содержащих тяжелые кварки. Полученные результаты изменили ранее принятую схему поиска тяжелых кваркониев в экспериментах на адронных коллайдерах посредством учета лишь одноглюонных сил взаимодействия.

Диссертация состоит из Введения, 8 глав и Заключения. СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Заключение диссертации по теме "Физика высоких энергий"

Заключение.

На защиту выдвигаются следующие основные результаты

1. Установлены новые свойства лептонных распадов легких адронов, содержащих странные кварки. Выделена существенная роль вещественной части амплитуды лептонных распадов 77- и мезонов в модели полюсной доминантности с учетом промежуточных легких псевдоскалярных состояний (пп. 1.6, 1.7).

Найдена особая роль вкладов за счет учета странных кварков в вершинной функции связанного состояния. Получено Лоренц-инвариантное обобщение ядра взаимодействия в уравнении на связанное состояние в легком кварковом секторе. Найдено условие стабильности для связанного состояния и определены параметры в модели с составными кварками (пп. 1.2-1.4).

Прецизионное исследование лептонных распадов г] —> и К^ —> уГ позволило установить существенную роль вещественной части амплитуды распада. Исследованы лептон-антилептонные моды распадов 77 - мезонов в двухпетлевом приближении с учетом относительного движения кварков разных сортов в вершинной функции (п. 1.6). Получено хорошее согласие теоретической оценки относительной вероятности распада (брэнчинга) одного из наиболее важных электрослабых распадов Кь с данными ВЫЬ ВЯ(КЬ ц+у) = (7.0 ± 0.5) х 10~9 [262] и

КЕК ВВ.(КЬ = (7.9 ± 0.9) х 10~9 [263] (п. 1.7).

Полученная оценка массы сигма-мезона, та = 522 МэВ, соответствует низколежащему состоянию сг(600) в легком скалярном нонете в области 0.5 ГэВ - 1.0 ГэВ ("хиггсовский" нонет для сильных взаимодействий), и находится в хорошем согласии с другими теоретическими оценками (например, соответствующие ссылки в работах [96], [99], [264]) (п. 1.8).

Найден масштабный асимптотический закон вида М-1/2 для переходных формфакторов лептонных распадов В: В3, В, В3 - мезонов вплоть до состояния Т(д<2) с массой <9(100 ГэВ) (п. 2.2).

Сформулирована и построена модель, в которой скалярное поле ди-польного "духа" х{г) в удовлетворяет дифференциальному уравнению четвертого порядка, и взаимодействует с полем кварка, что приводит к корректному и нетривиальному результату в смысле фурье-преобразования потенциала взаимодействия, возрастающего с увеличением расстояния между кварками. Физическая идея модели может быть использована в исследованиях нового дополнительного типа взаимодействий, осуществляемых скалярными частицами х в физике тяжелых кварк-антикварковых состояний.

Получен эффект уменьшения физической массы х~ бозона при произвольных И и при фиксированном значении константы самодействия А. Получено соотношение для массы х ~ бозона при условии конечной температуры. Показано, что симметрия может восстанавливаться при температуре Т0 ~ Тс[ 1 - А А/(2то)] (п- 2.4).

Сформулирована модель и дано количественное описание легких скалярных состояний х, подобных "хиггсовским" бозонам, в распадах ш-и 77-мезонов. Установлена важная роль КХД аномалии в дивергенции аромато-синглетного аксиального векторного тока при исследовании свойств распада 77 —> 7г° х

Выполнены оценки сверху на константы взаимодействия х ~ бозонов с полями кварков. Получено ограничение на верхнюю границу брэнчинга распада ту —»■ 7Г° х? которое составляет величину порядка (9(10~5) (пп. 2.5, 2.6).

Установлено, что радиационные распады легких векторных мезонов позволяют дать оценку границы рождения легких новых скалярных х -бозонов (п. 2.3).

Полученные результаты изменили ранее принятую схему поиска и исследования экзотических легких скалярных состояний в экспериментах на средние энергии посредством регистрации конечных пар легких леп-тонов или гамма-квантов (п. 2.6).

3. Построена минимальная дуальная модель Янга-Миллса, претендующая на объяснение удерживания двух зарядов, взаимодействующих с полями, являющихся дуальными по отношению к стандартному представлению. Модель сформулирована в терминах обобщенных двухточечных функций Уайтмана с уравнениями движения, содержащими высшие производные.

Найдены точные, ранее не известные аналитические решения для дуального калибровочного поля, функций распространения дуального калибровочного поля и скалярного поля (п.3.2).

Получены точные решения вихревых уравнений (в смысле уравнений Абрикосова) для электрического поля в вихревом потоке (п. 3.3).

Найдены ограничения на постоянную натяжения струны между двумя зарядами. Полученный параметр натяжения струны хорошо согласуется с феноменологическими данными (п. 3.4).

4. Построена новая версия квантовой модели хаотического распределения частиц для бозе- и ферми-статистики на основе квантовой эволюции типа Ланжевена. Модель объясняет процесс эволюции операторов частиц, испытывающих возмущения в результате стохастических взаимодействий с окружающими частицами в конечномерном пространстве-времени при конечной температуре. Представлен метод, позволяющий получить информацию о функции хаотичности и эффекте когерентности в 2-х частичной корреляционной функции Бозе-Эйнштейна Сч(0,, /3). Получено новое аналитическое выражение для функции Сч^О, , ¡3) (п. 4.4). Найдены ранее неучтенные дополнительные слагаемые в двухчастичную функцию корреляции Бозе-Эйнштейна, отвечающие учету влияния произвольных внешних стационарных сил на систему бозе-частиц, находящихся в равновесии при конечной температуре. Их учет существенно изменяет феноменологию многочастичного рождения частиц при конечной температуре и оказывается принципиальным при оценке размеров области источников частиц и времени ее жизни (п. 4.4).

Продемонстрирована чувствительность функции Сч^О, , ¡3) к пространственн< временной геометрии источника. Введенный параметр г(1 становится новым (и с феноменологической точки зрения наиболее важным) параметром, входящим в выражение для функции , /3), которая уже может . быть сравнима с данными, полученными из экспериментов (пп. 4.3, 4.4). Получены феноменологические следствия модели применительно к проблеме свободного равновесного состояния кварков и глюонов в замкнутом объеме - кварк-глюонной плазмы.

Впервые получены ограничения на минимальный размер пространственно-временного распределения источника частиц (или "файербола кваркглюонной плазмы") в зависимости от максимального значения C2(Q2) при Q2 = 0, средней множественности частиц, абсолютной температуры окружающей среды и массы адронов (п. 4.4).

Полученный теоретический результат для двухчастичной функции C'¿(Q, /9) находится в хорошем согласии с данными экспериментов ALEPH и OPAL на LEP [171] в кинематически допустимой области изменения Q. Экспериментальное поведение этой функции воспроизводится с хорошей точностью.

Получено новое аналитическое выражение для последующей численной оценки средней множественности частиц в зависимости от известной (измеренной) функции C2(Q ,(3) (п. 4.6).

Развитый метод является основой для перспективных исследований и вычислений 3-х и более частичных функций корреляции как для статистики Бозе-Эйнштейна, так и для статистики Ферми-Дирака, а также для обобщения в случае рождения различных типов частиц, включая резонансное рождение и взаимодействия в конечных состояниях.

5. Получены количественные ограничения на массы бозона Хиггса и топ-кварка в рамках СМ при достаточно больших значениях бегущей константы' связи Юкавы с одновременным изменением характерного масштаба новой физики от энергии Планка до 1 ТэВ. Проведено исследование для бегущей константы связи Л бозопа Хиггса как функции от переменной е = g\jg\. Новым в диссертации является исследование функциональной зависимости ж(б) = Х{е)/д\ при больших значениях е.

Получены ограничения на массу бозона Хиггса тн и топ-кварка m¿ в зависимости от параметра новой физики Л. Найдено, что при минимальном значении Л=1 ТэВ масса бозона Хиггса тн=120 ГэВ и m¿ ~ 180 ГэВ. Получено ограничение сверху на массу т# < 300 ГэВ при изменении Л от масштаба Планка до 1 ТэВ. Включение в теорию фермионов четвертого поколения приводит к незначительному изменению результатов (п. 5.1). Данный подход может быть расширен на случай двухпетлевых уравнений для констант связи.

Проведено исследование нестабильности слабого вакуума. Найдены условия, при которых эффективный потенциал бозона Хиггса не является ограниченным снизу, и возможен эффект спонтанной генерации бесконечно большого поля Хиггса. Положение нового стабильного вакуума смещается экспоненциальным образом с увеличением масштаба поля Хиггса. Получено в аналитическом виде ограничение снизу на массу хиг-гсовского бозона, что приводит к установлению предела тн > 110.5 ГэВ (пп. 5.2, 5.3).

6. Построена новая версия модели для идентификации дополнительных калибровочных ^'-бозонов на основе расширенных калибровочных групп Е6 и 5г/(2)Л х 577(2),.

Исследованы амплитуды распадов ¿^'-бозонов с конечными значениями относительной вероятности распадов, что в случае наблюдения Z' и их распадов немедленно укажут на силу связей Z' с фермионами, хиггсов-скими частицами, калибровочными бозонами. Получены новые ограничения на векторную и аксиально-векторную константы связи в теории ^'-бозонов.

Проведено исследование распадов ^'-бозонов на кварк-антикварковое связанное состояние с эмиссией хиггсовского бозона, и ^-бозона и частицу Хиггса. Наилучшее отношение относительной вероятности распада Я—» НВ/ОО) получено на уровне ~ Ю-8 для топ-кварков, что, в принципе, представляется важным в физике редких распадов новых калибровочных бозонов. Наилучшей модой распада с точки зрения наблюдения при одновременной эмиссии бозона Хиггса является детектирование пары в распадах типа ¿Г —> Н + (пп. 6.3-6.5). Сформулирована модель по радиационным распадам ^'-бозонов для исследований их на современных адронных коллайдерах (п. 6.6). Впервые получены следующие оценки на относительные вероятности распадов > 1.4- 10~5соЬ2 ф, 'yZ/bb) = (о.13 - 1.60) х ю-6 при о.2 ТэВ< м2< < 1.о ТэВ, и я(г' 7г/ы) = (0.61-1.80) х 10~6 при 0.4 ТэВ< М2> < 1.0 ТэВ, дающие возможность исследования свойств новых калибровочных бозонов на Тэватроне и ЬНС. Ширина распада ^ —)■ ryZ приводит к оценке константы связи Zl - бозона с кварками и проверке соотношения дг>/дг — (5/3)1//2 бш^, справедливому на масштабе Большого Объединения.

Найдено ограничение на угол £ смешивания ^^: 0 < |£| < 5 • 10~2 (п. 6.6).

Получено аналитическое выражение для отношения двух масштабов и/у нарушения исходной симметрии в модели SU(2)h х SU(2)i, что приводит к оценке 1.16 < (u/v) < 2.98 (п. 6.6).

Полученные результаты дают оптимистические ожидания для косвенного наблюдения ^'-бозонов не только в каналах их распадов на леп-тонные пары, но также и нахождении резонансов в фотонном спектре радиационного распада Z'.

Новые данные по анализу рр —у Z' —у т+т~-\-Х на Тэватроне при энергии л/s ~ 1.96 ТэВ будут чрезвычайно важными для продолжения исследования этой темы.

7. Сформулированы массовые правила сумм бозонов Хиггса в рамках расширенной модели Хиггса с двумя дублетами, где отражен учет вклада Z'-бозонов (п. 7.2).

Получены новые ограничения на принципиальные параметры новой физики, исходя из данных коллаборации CDF по поиску отклонений от предсказаний СМ при рождении электронов и мюонов с учетом вкладов от новых калибровочных бозонов Z'.

Показано, что ограничения, полученные на контактное кварк-лептонное взаимодействие и массу Z'-бозона в расширенной SU(2)h х SU(2)i калибровочной модели, а также полученные массовые правила сумм, позволяют выполнить теоретическое предсказание на ограничения масс суперсимметричных топ-кварков ¿1 и ¿2; и приводят к возможности оценки чувствительности радиационных поправок к массам бозонов Хиггса (п. 7.2).

Выполнены новые исследования бозонов Хиггса в CP-четном и СР-нечетном секторах. Вычислены вероятности распадов h(H) —у дд, h(H) —у 77, А —У И, А —у ggh, А —> 77h с учетом эффектов влияния кварков четвертого поколения (пп. 7.3, 7.4, 7.5). Показано, что коэффициент усиления этого эффекта составляет ~ 8 в широком диапазоне масс кварков (115 ГэВ - 800 ГэВ).

Исследование рождения пары II представляется наиболее перспективным с точки зрения регистрации CP-нечетного бозона Хиггса А (п. 7.4). Вычислены вероятности эффективных распадов А —> 77h и А —У ggh в качестве физически важных каналов идентификации бозонов Хиггса, предсказанных в рамках суперсимметричного расширения СМ (п. 7.5). Полученные теоретические результаты могут быть включены в обосновании физической программы Tevatron Run II и LHC в части поисков хиггсовских бозонов /?,, Н и/или А, где доминантными будут каналы распадов в фотоны, глюонные струи, лептонные пары т+т~ и fi+fi~ (в дополнение к bb конечному состоянию).

8. Найдены новые эффекты удерживания тяжелых кварков в связанном состоянии с учетом сильной юкавской константы связи в расширенной модели Хиггса с двумя дублетами. Построена модель для тяжелого кварк-антикваркового связанного состояния в представлении с потенциалом экранировки типа Хиггс-Юкавы с феноменологической "жесткой" константой A(mg,£xq) (пп. 8.2,8.3).

Получены критерии на собственное время жизни тяжелых кваркониев (пп. 8.3,8.4).

Проведено исследование распадов тяжелых кваркониев на бозоны Хиггса, а также радиационных распадов хиггсовских бозонов с эмиссией векторных кварковых состояний, содержащих тяжелые кварки (п. 8.4). Установлено, что усиление эффекта распада T{T(UU) —У hZ) с гарантированным критерием с = (Ytot/^в) < 1 оказывается существенным элементом в предсказании формы связанного состояния как резонанса, содержащего тяжелые кварки, для исследования новой физики на Tevatron и LHC.

Установлена существенная чувствительность критического отношения критерия с к константе связи £xq (п. 8.4).

В случае распада легкого CP-четного бозона Хиггса h —у дд{уу) с 114 ГэВ< iiih < 180 ГэВ фактор увеличения вероятности распада, благодаря кваркам четвертого поколения, составляет р 8.9(4.5-5.5) для 7714= 200 ГэВ и р ~ 8.5(4.0-5.0) для 777.4= 600 ГэВ. Распады CP-четных тяжелых бозонов Хиггса Н дд(уу) с массами 180 ГэВ < гпн < 800 ГэВ приводят к усилению эффекта в виде 9 < р < 13(15 < р < 25) для 777.4=200 ГэВ и 9 < р < 27(15 < р < 57) для т4= 600 ГэВ.

Установлена несущественная роль распадов тяжелых кварков (например [/-кварков), что несомненно приводит к выделению сигнала в виде T(UU) резонанса.

Полученные величины относительных вероятностей распадов являются важными тестовыми калибровками для экспериментов по их поискам на LHC.

Полученные результаты изменили ранее принятую схему поиска тяжелых кваркониев в экспериментах на адронных коллайдерах посредством учета лишь одноглюонных сил взаимодействия.

Проведено исследование эффектов адронизации тяжелых состояний кварков и аптикварков в фазе деконфайнмента. Сформулирована модель для исследования рождения тяжелых кварк-аптикварковых пар в неустойчивом состоянии деконфайнмента, и, в частности, вычислен коэффициент искажения фазы деконфайнмента в кварк-глюонной плазме (п. 8.6). Найден аналитический вид коэффициента искажения с учетом полного и частичного деконфайнмента, т.е. отклонения от единицы вероятности рождения {€¿0) связанного состояния вследствие эффекта деконфайнмента (в кварк-глюонной плазме). Вычисления проведены для с- и Ь- кварковых содержания в среде в случае векторных и псевдоскалярных мезонов.

Установлено, что будет маловероятен для наблюдения эффект искажения и подавления связанных состояний сс и ЬЬ, если масштаб времени существования "кварк-глюонной плазмы" гддр будет меньше, чем время жизни связанного состояния гу, т.е. < 0.32 ферми и < 0.20 ферми для «7/Ф- и Т- частиц, соответственно.

Мы считаем, что эффекты с тяжелыми кваркониями, исследованными в диссертации, могут претендовать на серьезное рассмотрение при изучении основных элементов новой физики, находящейся вне рамок Стандартной Модели.

Список источников диссертации и автореферата по физике, доктора физико-математических наук, Козлов, Геннадий Алексеевич, Дубна

1. G. Breit, E.U. Condon, and R.D. Present, Phys. Rev. 50 (1936) 825; B. Gassen and E.U. Condon, Phys. Rev. 50 (1936) 846; G. Breit and E. Feenberg, Phys. Rev. 50 (1936) 850.

2. M.A. Tuve, N. Heydenberg, and L.R. Hafstad, Phys. Rev. 50 (1936) 806.

3. M. Gell-Mann, Phys. Rev. 92 (1953) 833; T. Nakano and K. Nishijima, Prog. Theor. Phys. 10 (1955) 581.

4. T. Lee and C.N. Yang, Phys. Rev. 104 (1956) 254; C.S. Wu et al., Phys. Rev. 105 (1957) 1413; R. Garwin, M. Lederman, and M. Weinrich, Phys. Rev. 105 (1957) 1415; J.I. Friedman and V.L. Telegdi, Phys. Rev. 105 (1957) 1681.

5. J.H. Christensen, J.W. Cronin, V.l. Fitch, and R. Turlay, Phys. Rev. Lett. 13 (1964) 138.

6. M. Gell-Mann, Cal. Tech. Synchrotron Lab. Report CTSL-20 (1961); Y. Ne'eman, Nucl. Phys. 26 (1961) 222.

7. M. Gell-Mann, "A schematic model of baryons and mesons", Phys. Lett. 8 (1964) 214.

8. G. Zweig, CERN preprint TH401 (1964).

9. H. Goldberg and Y. Ne'eman, Nuovo Cimento 27 (1963) 1.

10. E.D. Bloom et al., Phys. Rev. Lett. 23 (1969) 930; M. Briedenbach et al., Phys. Rev. Lett. 23 (1969) 935; J.L. Friedman and H.W. Kendall, Annual Reviews of Nuclear Science 22 (1972) 203.

11. J.D. Bjorken, Phys. Rev. 179 (1969) 1547; R.P. Feynman, Phys. Rev. Lett. 23 (1969) 1415.

12. C.N. Yang and R.L. Mills, Phys. Rev. 96 (1954) 191; см. также R. Shaw, Cambridge Uviversity Dissertation (1954) (unpublished).

13. B. de Witt, Phys. Rev. Lett. 12 (1964) 742; Phys. Rev. 162 (1967) 1195; L.D. Faddeev and V.N. Popov, Phys. Lett. В 25 (1967) 29; R.P. Feynman, Acta Phys. Pol. 24 (1963) 697; S. Mandelstam, Phys. Rev. 175 (1968) 1580, 1604.

14. A. Komar and A. Salam, Nucl. Phys. 21 (1960) 624; H. Umezava and S. Kamefuchi, Nucl. Phys. 23 (1961) 399; S. Kamefuchi, L.O' Raifeartaigh, and

15. A. Salam, Nucl. Phys. 23 (1961) 529; A. Salam, Phys. Rev. 127 (1962) 127; V. Veltman, Nucl. Phys. B 7 (1968) 637; D. Boulware, Ann. Phys. 56 (1970) 140.

16. J. Goldstone, Nuovo Cimento 19 (1961) 154.

17. J. Goldstone, A. Salam, and S. Weinberg, Phys. Rev. 127 (1962) 965.

18. P. Higgs, Phys. Lett. 12 (1964) 132; Phys. Lett. 13 (1964) 508; Phys. Rev. 145 (1966) 1156;

19. F. Englert and R. Brout, Phys. Rev. Lett. 13 (1964) 321.

20. S. Weinberg, Phys. Rev. Lett. 19 (1967) 1264.

21. A. Salam, in Elementary Particle'Physics, N. Svarthlom, ed. (Nobel Symposium No. 8, Almquist, Stockholm, 1968), p. 367.

22. S. Weinberg, Phys. Rev. D 19 (1979) 1277.

23. L. Susskind, Phys. Rev. D 19 (1979) 2619.

24. S. Weinberg, Phys. Rev. Lett. 27 (1971) 1688; Phys. Rev. D 7 (1973) 1068.

25. G. 'tHooft, Nucl. Phys. B 35 (1971) 167.

26. B.W. Lee and J. Zinn-Justen, Phys. Rev. D 5 (1972) 3121; 3137; 3155.

27. G. 'tHooft and M. Veltman, Nucl. Phys. B 44 (1972) 189; B 50 (1972) 318.

28. C. Becchi, A. Rouet, and R. Stora, Commun. Math. Phys. 42 (1975) 127; Ann. Phys. 98 (1976) 287; I.V. Tyutin, Lebedev Institute preprintN 39 (1975).

29. G. Gamov and E. Teller, Phys. Rev. 51 (1937) 289L; N. Kemmer, Phys. Rev. 52 (1937) 906; G. Wentzel, Helv. Phys. Acta 10 (1937) 108.

30. F.J. Hasert et al., Phys. Lett. B 46 (1973) 121, 138.

31. C.Y. Prescott et al., Phys. Lett. B 77 (1978) 347.

32. D.J. Gross and F. Wilczek, Phys. Rev. Lett. 30 (1973) 1343; H.D. Politzer, Phys. Rev. Lett. 30 (1973) 1346.

33. M. Gell-Mann and F.E. Low, Phys. Rev. 95 (1954) 1300.

34. C.G. Callan, Phys. Rev. D 2 (1970) 1541; K. Symanzik, Commun. Math. Phys. 18 (1970) 227; C.G. Callan, S. Coleman, and R. Jackiw, Ann. of Phys. (New York) 47 (1973) 773.

35. S. Weinberg, Phys. Rev. Lett. 31 (1973) 494; D.J'. Gross and F. Wilczek, Phys. Rev. D 8 (1973) 3633; H. Friezsch, M. Gell-Mann, and H. Leutwyler Phys. Lett. B 47 (1973) 365.

36. H. Weyl, "Electron and gravitation in German.", Z. Phys. 56 (1929) 330.

37. N.N. Bogolyubov, B.V. Struminsky and A.N. Tavkhelidze, "For the question of the composite models in the elementary particle physics", JINR preprint D-1968, Dubna (1965).

38. Y. Nambu, "A systematics of hadrons in subnuclear physics," in Preludes in theoretical physics in Honor of V.F. Weisskopf, edited by A. De-Shalit, H. Feshbach, and L. Van Hove (Noth-Holland, Amsterdam and Wiley, New York, 1966), 133.

39. S.S. Gershtein and Ia.B. Zel'dovich, "Meson corrections in the theory of beta decay", Zh. Eksp. Teor. Phyz. 29 (1955) 698.

40. T.D. Lee and C.N. Yang, "Parity nonconservation and a two component theory of the neutrino", Phys. Rev. 105 (1957) 1671.

41. R.P. Feynman and M. Gell-Mann, "Theory of the Fermi interaction", Phys. Rev. 109 (1958) 193.

42. E.C.G. Sudarshan and R.E. Marshak, "Chirality invariance and the universal Fermi interaction", Phys. Rev. 109 (1958) 1860.

43. M. Kobayashi and T. Maskawa, "CP violation in the renormalizable theory of weak interaction", Prog. Theor. Phys. 49 (1973) 652.

44. S.W. Herb et al., "Observation of a dimuon resonance at 9.5 GeV in 400-GeV proton-nucleus collisions", Phys. Rev. Lett. 39 (1977) 252.

45. W.R. Innes et al., "Observation of structure in the T region", Phys. Rev. Lett. 39 (1977) 1240, 1640(E).

46. CDF Collaboration, F. Abe et al., "Evidence for top quark production in pp collisions at y/s=1.8 TeV", Phys. Rev D50 (1994) 2966.

47. CDF Collaboration, F. Abe et al., "Evidence for top quark production in pp collisions at ^5=1.8 TeV", Phys. Rev. Lett. 73 (1994) 225.

48. L. Wolfenstein, "Violation of CP invariance and the possibility of very weak interactions", Phys. Rev. Lett. 13 (1964) 562.

49. BaBar Collaboration, B. Aubert et al., "Measurement of the CP-violating asymmetry amplitude sin(2/3)", SLAC report SLAC-PUB-9293, hep-ex/0207042.

50. Belle Collaboration, K. Abe et al., "An improved measurement of mixing-induced CP violation in the neutral B meson system", BELLE-CONF-0201, hep-ex/0207098.

51. J.F. Gunion, H.E. Haber, G. Kane, and S. Dawson, "The Higgs hunter's guide" (Addison-Wesley, Redwood City, Ca, 1989).

52. M.J.G. Veltman, "The Higgs boson", Sci. Am. 255 (5) (1986) 76.

53. M. Carena et al., "Report of the Tevatron Higgs Working Group", Fer-milab report FERMILAB-CONF-OO-279-T, hep-ph/0010338 (unpublished).

54. LEP Higgs Working Group, results quoted in web page of LEP Elec-troweak Working Group, http://lepewwg.web.cern.ch/LEPEWWG/.

55. LEP Electroweak Working Group, http://lepewwg.web.cern.ch/LEPEWWG/.

56. D. Abbaneo et al., ALEPH Collaboration, hep-ph/0112021 .

57. H.E. Haber and M. Sher, Phys. Rev. D 35 (1987) 2206; M. Cvetic et al, Phys. Rev. D 56 (1997) 2861.

58. J.R. Espinosa and M. Quiros, Phys. Rev. Lett. 81 (1998) 516.

59. P. Langacker, Phys. Rep. С 72 (1981) 185.

60. S. Weinberg, Phys. Rev. D 26 (1982) 287; P. Faet, Phys. Lett. В 69 (1977) 489.

61. J. Ellis et al., Nucl. Phys. В 276 (1986) 14.

62. С. Amsler et al., Phys. Lett. В 333 (1994) 271.

63. А.И. Вайнштейн, В.И. Захаров, М.А. Шифман, Успехи Физ. Наук 131 (1980) 537.

64. М.В. Voloshin, Sov. J. Nucl. Phys. 44 (1986) 478 ; Nucl. Phys. В 154 (1979) 365.

65. V.A. Novikov et al., Nucl. Phys. В 191 (1981) 301.

66. N. Cabibbo, L. Maiani, G. Parisi and R. Petronzio, Nucl. Phys. В 158, (1979) 295; M. Lindner, M. Sher, and H.W. Zaglauer, Phys. Lett. В 228 (1989) 139; M. Sher, Phys. Rep. 179 (1989) 273.

67. C.D. Froggatt, H.B. Nielsen, Phys. Lett. В 368 (1996) 96.

68. К. Hagiwara et al., Particle Data Group Collaboration., Phys. Rev. D 66 (2002) 010001.

69. Л.Д.Ландау, Изв. АН СССР, 17 (1953) 51.

70. D. Bjorken, Phys. Rev. D 27 (1983) 140.

71. P. Carruthers and F. Zachariasen, Phys. Rev. D13 (1976) 950; E.V. Shuryak, Phys. Rep. 61 (1980) 71; G. Baym, Phys. Lett. B138 (1984) 18; A. Bialas and W. Czyz, Phys. Rev. D 30 (1984) 2371; K. Kajantie and T. Matsui, Phys. Lett. B164 (1985) 373.

72. A.A. Logunov and A.N. Tavkhelidze, Nuovo Cimento 29 (1963) 380; A.A. Logunov, Nuovo Cimento 30 (1963) 134.

73. В.Г. Кадышевский, ЖЭТФ 46 (1968) 654, 872; V.G. Kadyshevsky, Nucl. Phys. В 6 (1968) 125.

74. M. Sher, Phys. Rep. 179 (1989) 273.

75. H.D. Politzer, and S. Wolfram , Phys. Lett. В 82 (1979) 242.

76. P.Q. Hung, Phys. Rev. Lett. 42 (1979) 873.

77. N. Cabibbo, L. Maiani, A. Parisi and R. Petronzio, Nucl. Phys. В 158 (1979) 295.

78. R. Flores and M. Sher, Phys. Rev. D 27 (1982) 1679.

79. Г.А. Козлов, ЯФ 67 (1988) 63; G.A. Kozlov, Int. J. Mod. Phys. A7 (1992) 1935.

80. P.H. Фаустов, ТМФ 3 (1970) 240; R.N. Faustov, Annals of Phys. 78 (1973) 176.

81. V.I. Savrin, N.B. Skachkov, Lett. Nuovo Cimento 29 (1980) 363.

82. R.P. Feynman, M. Kislinger and F. Ravndal, Phys. Rev. D 3 (1971) 2706.

83. A. Le Yaouanc, L. Oliver, О. Pene and J.-C. Raynal, Spontaneous Breaking of Chiral Symmetry for Confining Potentials, preprint LPTHE, Orsay 83/7 (1983).

84. W. Celmaster and F. Henvey, Phys. Rev. D 18 (1978) 1688.

85. M. Baker et al., Phys. Rev. D 54 (1996) 2829.

86. K. Sailer et al., J. Phys. G: Nucl. Phys. 17 (1991) 1005.

87. T. Suzuki, Nucl. Phys. В 30 (1993) 176; M.I. Polikarpov, Nucl. Phys. В 53 (1997) 134; A. Di Giacomo, Prog. Theor. Phys. Suppl. 131 (1998) 161; M.N. Chernodub et al., Prog. Theor. Phys. Suppl. 131 (1998) 309; R.W. Haymaker, Phys. Rep. 315 (1999) 153.

88. R.M. Barnet et al. Particle Data Group., Phys. Rev. D 54 (1996) 1.

89. L. Bergstrom, Phys. Lett. В 126 (1983) 117.

90. G.A. Kozlov and Yu.I. Ivanshin, "Once more on the role of the bound-state wave function in the leptonic decays of light hadrons", IL Nuovo Cim. A108 (1995) 843.

91. M.K. Gaillard and B.W. Lee, Phys. Rev D 3 (1974) 897.

92. E. Ma and A. Pramudita, Phys. Rev. D 24 (1981) 2476.

93. Y. Dupont and T.N. Pham, Ecole Polytechnique Preprint (1982).

94. C.Q. Geng and J.N. Ng, Phys. Rev. D 41 (1990) 2351.

95. S. Ishida et al., Prog. Theor. Phys. 95 (1996) 745.

96. J. Schwinger, Ann. Phys. 2 (1957) 407;

97. M. Gell-Mann and M. Levi, Nuovo Cim. 16 (1960) 705.

98. G. Grayer et al., Nucl. Phys. B75 (1974) 189.

99. M. Ishida, "Effective chiral Lagrangian and existence of cr(555) particle", Report of University of Tokyo, UT 745, Tokyo (1996).

100. N. Wu, "BES R measurement and J/Ф decays", hep-ex/0104050.

101. S. Gasiorowicz and D.A. Geffen, Rev. Mod. Phys. 41 (1969) 531.

102. Y. Nakano, In Proc. "Thermal field theories" Tsukuba, Japan, ed. by H. Ezawa, T. Arimitsu and Y. Hashimoto (1991) 449; G.A. Kozlov, IL Nuovo Cimento A 112 (1999) 307.

103. H.H. Боголюбов, Д.В. Ширков, "Введение в теорию квантованных полей", Наука, Москва (1976).

104. J.L. Basdevant and B.W. Lee, Phys. Rev. D2 (1970) 1680.

105. L.H. Chan and R.W. Haymaker, Phys. Rev. D10 (1974) 4170; Phys. Rev. D10 (1974) 4143.

106. M.A. Shifman, A.I. Vainstein and V.l. Zakharov, Phys. Lett. В 78 (1978) 443.

107. F. Wilczek, Phys. Rev. Lett. 39 (1977) 1304.

108. M.B. Волошин , Препринт ИТЭФ-153 (1985).

109. R. Ruskov, Phys. Lett. В 187 (1987) 165; S. Dawson, H. Haber, Int. J. Mod. Phys. 7 (1992) 107.

110. Leitwiller and M. Shifman, Nucl. Phys. В 343 (1990) 369.

111. L. Bergstrom, P. Poutiainen and H. Rubinstein, Phys. Lett. В 214 (1988) 630; L. Bergstrom, S. Dawson, Phys. Lett. В 232 (1989) 387; L. Bergstrom, Physica Scripta 48 (1993) 117.

112. С. Amsler et al., Phys. Lett. В 333 (1994) 271.

113. S.N. Gninenko, N.V. Krasnikov and A. Rubbia, Mod. Phys. Lett. A17 (2002) 1713; A. Rubbia, hep-ph/0402151, (2004).

114. T. Mitsui et al., Phys. Rev. Lett. 70 (1993) 2265.

115. I.V. Krive and A.D. Linde, Nucl. Phys. В 117 (1976) 265.

116. В. Guberina et al., Nucl. Phys. В 174 (1980) 317.

117. A.N. Mitra and S. Bhatnagar, Int. J. Mod. Phys. A 7 (1992) 121.

118. W. Lucha, F. Schoeberl and D. Gromes, Phys. Rept. 200 (1991) 127.

119. E. D'Emilio and M. Mintchev, Phys. Lett. В 89 (1980) 207.

120. H.H. Боголюбов, A.A. Логунов, А.И. Оксак, И.Т. Тодоров, "Общие принципы квантовой теории поля", Наука, Москва (1987).

121. D. Zwanziger, Phys. Rev. D 17 (1978) 457.

122. I.M. Gelfand, G.E. Shilov, "Generalized Functions", Academic Press, New York (1964).

123. Л.Д. Ландау, E.M. Лифшиц, "Статистическая физика", Наука, Москва (1990).

124. К. Jansen and Р. Senferling, Nucl. Phys. В 343 (1990) 507.

125. A. Hasenfratz, К. Jansen and Y. Shen, UCSD Preprint, UCSD/PTH, 92-08 (1992).

126. G.A. Kozlov, IL Nuovo Cim. A 109 (1996) 120713; G.A. Kozlov, "Higgs and top in the SM and beyond", Fund. Probl. of Part. Phys., NUP-A-95-11, Tokyo (1995) p. 144; G.A. Kozlov, Chinese Journ. of Phys. 34 (1996) 920.

127. S. Weinberg, Phys. Rev. Lett. 17 (1966) 616; H. Osborn, Nucl. Phys. В 15 (1970) 501.

128. J. Ellis, M.K. Gaillard and D.V. Nanopoulos, Nucl. Phys. В 106 (1976) 292.

129. C.G. Callan, S. Coleman and R. Jackiw, Ann. Phys. 59 (1970) 42.

130. J. Gasser and H. Leutwyller, Nucl. Phys. В 250 (1985) 465.

131. Riazuddin and R.E. Marshak, Prog. Theor. Phys. 91 (1994) 151.

132. B.R. Holstein and J.F. Donoghue, Phys. Rev. Lett. 69 (1992) 3444.

133. J. Prades and A. Pich, "The decay 77 —7г° x in two-Higgs doublet models with a light scalar, FTUV/90-13, IFIC/90-10 (1990).

134. Y. Nambu, Phys. Rev. D 10 (1974) 4262.

135. S. Mandelstam, Phys. Rep. С 23 (1976) 245; Phys. Rev. D 19 (1979) 2391.

136. A.M. Polyakov, Nucl. Phys. В 120 (1977) 429.

137. G.'t Hooft, Nucl. Phys. В 138 (1978) 1; В 153 (1979) 141.

138. G.'t Hooft, Nucl. Phys. В FS3. 190 (1981) 455.

139. Т. Suzuki, Prog. Theor. Phys. 80 (1988) 929; 81 (1989) 752; S. Maedan and T. Suzuki, Prog. Theor. Phys. 81 (1989) 229.

140. H. Suganuma, S. Sasaki and H. Toki, Nucl. Phys. В 435 (1995) 207.

141. L.D. Faddeev, A.J. Niemi, Phys. Rev. Lett. 82 (1999) 1624; Phys. Lett. В 449 (1999) 214; S.V. Shabanov, Phys. Lett. В 463 (1999) 263; Y.M. Cho, Phys. Rev. D 62 (2000) 074009.

142. R. Ferrari, II Nuovo Cimento A 19 (1974) 204.

143. E. D'Emilio and M. Mintchev, "A gauge model with perturbative confinement in four dimensions", report IFUP, Pisa (1979).

144. G.A. Kozlov, S.P. Kuleshov, and R.P. Zaikov, "On linear quasipotential in the framework of quantum field theory", report E2-80-352, JINR, Dubna (1980).

145. P.A.M. Dirac, Phys. Rev. 74 (1948) 817.

146. Y. Кота, H. Suganuma, and H. Toki, Phys. Rev. D 60 (1999) 074024.

147. M. Baker, J.S. Ball and F. Zachariasen, Phys. Rev. D 51 (1995) 1968.

148. K. Sailer et al., J. Phys. G 17 (1991) 1005.

149. M. Baker, N. Brambilla, H.G. Dosch, and A. Vairo, Phys. Rev. D 58 (1998) 034010.

150. M.N. Chernodub, Phys. Lett. В 474 (2000) 73.

151. Л.Д. Ландау, Доклады АН СССР, 17 (1953) 51.

152. J.D. Bjorken, Phys. Rev. D 27 (1983) 140.

153. P.F. Kolb et al., Phys. Lett. В 500 (2001) 232.

154. A. Einstein, Ann. Phys. (Leipzig) 14 (1905) 549.

155. M. Smoluchowski, Ann. Phys. (Leipzig) 21 (1906) 756.

156. P. Langeven, Comptes Rendues 146 (1908) 530.

157. R. Hanbury-Brown and R.Q. Twiss, Nature 178 (1956) 1046.

158. U.A. Wiedemann and U. Heinz, Phys. Rep. 319 (1999) 145; J. Manjavidze and A.N. Sissakian, Phys. Rep. 346 (2001) 1.

159. R.M. Weiner, Phys. Lett. B232 (1990) 278.

160. I.V. Andreev, M. Plumer and R.M. Weiner, Int. J. Mod. Phys. A 8 (1993) 4577.

161. S.V. Akkelin, R. Lednicki and Yu.M. Sinyukov, Phys. Rev. С 65 (2002) 06494.

162. R. Shimoda, M. Biyajima and N. Suzuki, Prog. Theor. Phys. 89 (1993) 697.

163. M.I. Podgorecki, Sov. J. Part. Nucl. 20 (1989) 628.

164. M. Mizutani, S. Muroya and M. Namiki, Phys. Rev. D37 (1988) 3033.

165. G.A. Kozlov, Phys. Rev. С 58 (1998) 1188; G.A. Kozlov, IL Nuovo Cim. A 111 (1998) 191.

166. G.A. Kozlov, J. Math. Phys. 42 (2001) 4749.

167. C. Adler et al. (STAR Collaboration), Phys. Rev. Lett. 87 (2001) 082301; K. Adcox et al. (PHENIX Collaboration), Phys. Rev. Lett. 88 (2002) 192302.

168. ALEPH Collaboration, Eur. Phys. J. С 36 (2004) 147; OPAL Collaboration, Phys. Lett. В 568 (2003) 181.

169. W.A. Zajc, in Particle Production in Highly Excited Matter, ed. by H.H. Gutbrod and J. Rafelski, Plenum Press, New York, 1993, 435.

170. G.A. Kozlov, New Journ. of Phys. 4 (2002) 23.

171. G.A. Kozlov, O.V. Utyuzh and G. Wilk, "The Bose-Einstein correlation function C2{Q) from a Quantum Field Theory point of view", Phys. Rev. С 68 (2003) 024901.

172. G.A. Kozlov, O.V. Utyuzh and G. Wilk, "The Bose-Einstein correlations from a Quantum Field Theory perspective", Ukr. Journ. Phys. 48 (2003) 1313.

173. Г.А. Козлов, ЯФ 67 (2004) 63.

174. G.A. Kozlov, "Higgs boson coupling behavior at large top quark coupling in the standard model", Phys. Rev. D55 (1997) 5804.

175. R. Dashen and H. Neuberger, Phys. Rev. Lett. 50 (1983) 1897.

176. M. Lindner, Z. Phys. С 31 (1986) 295.

177. В. Schrempp and F. Schrempp, Phys. Lett. В 299 (1993) 321.

178. H. Alhendi, M. Ozer, and M.O. Taha, Phys. Rev. D 46 (1992) 428.

179. F. Abe et al. (CDF Collaboration), Phys. Rev. Lett. 74 (1995) 2626.

180. S. Abachi et al. (DO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 74 (1995) 2632.

181. H.D. Politzer, and S. Wolfram , Phys. Lett. В 82 (1979) 242.

182. P.Q. Hung, Phys. Rev. Lett. 42 (1979) 873.

183. R. Flores and M. Sher, Phys. Rev. D 27 (1982) 1679.

184. S. Weinberg, Phys. Rev. Lett. 36 (1976) 294.

185. А.Д. Линде, Письма в ЖЭТФ 23 (1976) 73.

186. A.D. Linde, "Particle Physics and Inflationary Cosmology", Harwood Academic Publishers, New York (1990).

187. S. Coleman and E. Weinberg, Phys. Rev. D 7 (1973) 1888.

188. P.B. Arnold, Phys. Rev. D 40 (1989) 613.

189. J. Hewett and T. Rizzo, Phys. Rep. 183 (1989) 193.

190. G. Altarelli et al., Phys. Lett. В 375 (1996) 292.

191. V. Barger, К. Cheung and P. Langacker, Phys. Lett. В 381 (1996) 226.

192. C.T.Hill, Phys. Lett. В 266 (1991) 419; В 345 (1995) 483; R.S. Chivukula, A.G. Cohen, and E.H. Simmons, Phys. Lett. В 380 (1996) 92.

193. R.S. Chivukula, E.H. Simmons, and J. Terning, Phys. Lett. В 331 (1994) 383.

194. D.J. Muller and S. Nandi, Phys. Lett. В 383 (1996) 354; E. Malkawi, T. Tait, and C.P. Yan, Phys. Lett. В 385 (1996) 304.

195. G. Altarelli et al., Nucl. Phys. В 342 (1990) 15.

196. D. Gomez Dumm, Phys. Lett. В 411 (1997) 313.

197. A.A. Andrianov et al., Phys. Rev. D 58 (1998) 075001.

198. K.R. Lynch, S. Mrenna, M. Narain and E.H. Simmons, Phys. Rev. D 63 (2001) 035006.

199. G.A. Kozlov, T. Morii, Phys. Rev. D 67 (2003) 055001.

200. CDF Collaboration, T. Affolder et al., Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 2062.

201. ATLAS Collaboration, ATLAS Detector and Physics Perfomance, Technical Design Report, CERN/LHCC/99-14; A. Djouadi, M. Dittmar and A. Nicollerat, Z' studies at the LHC: an update, hep-ph/0307020.

202. CDF Collaboration, F. Abe et al., Phys. Rev. Lett. 79 (1997) 2198.

203. P. Chiapetta, J. Layssac, F.M. Renard, C. Verzegnassi, Phys. Rev. D 54 (1996) 789.

204. F. Pisano, V. Pleitez, Phys. Rev. D 54 (1996) 789.

205. P.H. Frampton, Phys. Rev. Lett. 69 (1992) 2889.

206. J.T. Liu, Phys. Rev. D 50 (1994) 542; D. Gomes Dumm, F. Pisano, V. Pleitez, Mod. Phys. Lett. A 9 (1994) 1609.

207. S. Ishida, Prog. Theor. Phys. 46 (1971) 1570,1950; S. Ishida and M. Oda, in Extended Objects and Bound Systems, Proc. of Int. Symp. Karuizawa,

208. Japan (1992) ed. О. Нага, S. Ishida and S. Naka (World Scientific, Singapore, New Jersey, London, Hong Kong, 1992).

209. G.A. Kozlov, "Rare decays of an extra vector boson", IL Nuovo Cim. A112 (1999) 1103; G.A. Kozlov, Ukr. Journ. Phys. 45 (2000) 591.

210. Г.А. Козлов, ЯФ 63 (2000) 2197.

211. V. Bargman, E. Wigner, Proc. Am. Acad. Sci. 34 (1948) 211.

212. H. Yukawa, Phys. Rev. 91 (1953) 415.

213. M. Fiertz, Helv. Phys. Acta 23 (1950) 412.

214. M. Veltman, Nucl. Phys. В 123 (1977) 89; M. Chanovitz, M.A. Furman and I. Hinchliffe, Phys. Lett. В 78 (1978) 285.

215. G. Montagna et. al., Preprint PM/96-25, FNT/T-96/18.

216. CDF Collaboration, F. Abe et. al., Phys. Rev. Lett. 77 (1996) 438.

217. V. Barger and R.J.N. Philips, Collider Physics (Addison-Wesley, 1987).

218. H. Georgi, S.L. Glashow Phys. Rev. Lett. 32 (1974) 438.

219. H. Fritzsch, P. Minkowski, Ann. Phys. (NY) 93 (1975) 193.

220. A.I. Vainshtein, M.B. Voloshin, V.I. Zakharov and M.A. Shifman, Sov. J. Nucl. Phys. 30 (1979) 711.

221. A.I. Vainshtein, V.I. Zakharov and M.A. Shifman, Sov. Phys. Usp. 23 (1980) 429.

222. OPAL Collaboration, G. Abbiendi et al., Eur. Phys. J. С 6 (1999) 1.

223. ALEPH Collaboration, R. Barate et al., Eur. Phys. J. С 12 (2000) 183.

224. G. Altarelli, R. Casalbuoni, D. Dominici, F. Feruglio and R. Gatto, Nucl. Phys. В 342 (1990) 15.

225. The LEP Higgs Working Group, R. Bock et al., CERN-EP-2000-055 and LEP experiments, ALEPH 2000-28, DELPHI 2000-050, L3-Note 2525, OPAL TN 646.

226. R. Barate et al., ALEPH Collaboration., Phys. Lett. В 565 (2003) 61.

227. К. Inoue et al., Prog. Theor. Phys. 67 (1982) 1889.

228. G.A. Kozlov, T. Morii, Phys. Lett. В 545 (2002) 127.

229. M.S. Berger, Phys. Rev. D 41 (1990) 225.

230. M.S. Berger, Phys. Rev. Lett. 87 (2001) 131801.

231. J. Ellis, Invited talk given at 20th Int. Sym. on Lepton and Photon Interactins at High Energies, Rome, 2001 (and references therein), hep-ph/0110192.

232. D.I. Kazakov, Phys. Rep. 344 (2001) 309; A. Dedes and H.E. Haber, JHEP 0105 (2001) 006.

233. J.F. Gunion and A. Turski, Phys. Rev. D 40 (1989) 2325.

234. LI. Ametller, L. Bergstrom, A. Bramon, E. Masso, Nucl. Phys. В 228 (1983) 301.

235. J. Ellis, M.K. Gaillard, D.V. Nanopoulos, Nucl. Phys. В 106 (1976) 292.

236. JI.Б. Окунь, Лептоны и кварки, Москва, Наука, 1989.

237. Р.Н. Frampton, P.Q. Hung and М. Sher, Phys. Rep. 330 (2000) 263.

238. Л.В. Прохоров, Письма в ЖЭТФ 66 (1997) 293; H.-J. Не, N. Polon-sky, S. Su, Phys. Rev. D 64 (2001) 053004.

239. V.A. Novikov, L.B. Okun, A.N. Rozanov and M.I. Vysotsky, Phys. Lett. В 529 (2002) 111.

240. N. Arkani-Hamed, A.G. Cohen and H. Georgi, Phys. Lett. В 513 (2001) 232.

241. M.J. Strassler and M. Peskin, Phys. Rev. D 43 (1991) 1500; C.S. Li, R.J. Oakes and T.C.Yuan, Phys. Rev. D 43 (1991) 3759.

242. G. Eilam, J.L. Hewett, and A. Soni, Phys. Rev. D 44 (1991) 1473 Erratum-ibid. D 59 (1999) 039901.

243. См. ссылки в Y.L. Wu, Y.F. Zhou, "CP asymmetry in a general two-Higgs -doublet model with fourth-generation quarks", hep-ph/0403252.

244. DO Collaboration, S. Abachi et al, Phys. Rev. Lett. 78 (1997) 3818.

245. CDF Collaboration, F. Abe et al., Phys. Rev. D 58 (1998) 051102.

246. E.H. Simmons, The talk at HCP 2002, Report: BUHEP-02-39; hep-ph/0211335.

247. G.A. Kozlov et al., J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 30 (2004) 1201.

248. M. Sher and D. Silverman, Phys. Rev. D 31 (1985) 95.

249. H. Inazawa and T. Morii, Phys. Lett. В 203 (1988) 279; В 247 (1990) 107.

250. К. Hagiwara et al., Nucl. Phys. В 344 (1990) 1.

251. S. Kanemura and C.-P. Yuan, Phys. Lett. В 530 (2002) 188.

252. CDF Collaboration, T. Affolder et al., Phys. Rev. D 62 (2000) 012004.

253. DO Collaboration, V. Abazov et al., Phys. Rev. Lett. 88 (2002) 151803.

254. H.E. Haber, Invited talk at the 10th Int. Conf. on SUSY and Unification of Fundamental Interactions (SUSY02), 17-23 June, 2002, DESY , Report-no: SCIPP 02/38; hep-ph/0212136.

255. ALICE, Technical Proposal, CERN/LHCC/95-1, LHCC/P3 (1995).

256. T. Matsui and H. Satz, Phys. Lett. В 178 (1986) 416.

257. Т. Matsui, Annals of Physics 196 (1989) 182.

258. G. Parisi and N. Sourlas, Phys. Rev. Lett. 43 (1979) 744.

259. A.P. Heinson et al., Phys. Rev. D 44 (1991) Rl.

260. T. Agaki et al., Phys. Rev. Lett. 67 (1991) 2618.

261. F.E. Close and N.A. Tornqvist, J. Phys. G 28 (2002) R 249.