okun-fizika-elementarnykh-chastits (810758), страница 17
Текст из файла (страница 17)
Подставив в него вместо Ч~ вакуумное сред- нее мы сразу же получим член, дающий массу Ж'+-бозонам: '/,д,'т~' В' Ф, в2 откуда следует, что т =д,т1"г' 2. Чтобы получить массовый член Л-бозона, надо воспользоваться «центральной формулой» (см. с. 75). В результате получается член, дающий массу Я-бовена: ~,(д,+дР )гк, откуда следует, что лтх = т,г,'соз О„,. Поскольку конденсат «р) электрически нейтрален, то действие на него оператора заряда 1~ дает нуль, и фотон массы не приобретает.
Итак, промежуточные бозоны стали массивными, поскольку изоспин не сохраняется, т. е. конденсат обладает изоспином, а фотон остался безмассовым, потому что электрический заряд сохраняется ввиду нейтральности конденсата. Связь между т~ и «1, установленная выше, позволяет найти величину т). Для этого сопоставим между собой два соотношения: ч пг я« гни -= к« вЂ” н У» 'г» ат(г Из них сразу же следует соотношение между «1 и 6ю не содержащее величины а,: «1=(2"«6-)-"= — 174 ГэВ. Мы уже говорили об этом соотношении, когда обсуждали потенциал самодействия скалярных полей. Посмотрим теперь, как возникают массы фермионов. Их источником являются юкавские взаимодействия типа 7(«гьфиЧ'+«га«гЛ). Когда скалярное поле <р приобретает вакуумное среднее т), фермион приобретает массу 'т=(«).
Юкавские константы Г должны быть очень малы и различны (от 10 ' до 1О '), чтобы воспроизвести спектр масс лептонов и кварков. Не видно никакой симмегрии, которой бы подчинялись их значения. Имеются попытки построить иерархию этих констант по степеням теории возмущений по а, но это пока только попытки... Хиггсовы бозоны Из четырех скалярных полей, ~~, ~р«, Ч~, д', в результате спонтанного нарушения симметрии три «съедаются» векторными бозонами, как это было описано выше. Оста- ется только одно нейтральное скалярное поле у, представ- ляющее собой «живые» скалярные бозоны — кванты волн на фоне постоянного конденсата т1: Подставив это выражение для <р в выражение для потенциала У(~р), нетрудно найти, что масса этих бозонов (их называюъхиггсовыми бозонами) равна тп —— 2)л1.
Поскольку константа Х нам неизвестна, то предсказать значение массы хиггсовых бозонов мы не можем. Теоретический анализ показывает, что очень легкими они быть не могут: минимальное значение тп лежит вблизи 7 ГэВ. В рамках описываемого подхода не могут они быть и сверхтяжелыми, но массу порядка 1 ТэВ исключить нельзя. Как мы видели выше, чем тяжелее частица, тем сильнее она взаимодействует с хиггсовым бозоном: ведь хиггсовы бозоны дают массы другим частицам, и тем ббльшие массы, чем сильнее их взаимодействие с этими другими частицами. Например, для (г-кваркония с массой порядка 50 ГэВ отношение распадов по каналам Ну и р+р должно быть близко к 1: 10, и распад Ну нетрудно будет найти на опыте, если Н-бозоны сравнительно .легкие.
В распадах такого Н-бозона должны преобладать адронные каналы, содержащие тяжелые кварки, ЬЬ, сс, а также тяжелые лептоны тт. Особенно перспективными с точки зрения поисков Н-бозонов являются реакции с участием ЯГ- и Я-бозонов. Например, легкий Н-бозон можно будет обнаружить на ЛЭП в реакции е+е — ЯН. Н-бозоны должны сопровождать рождение Гг'- и 2-бозонов на рр-коллайдерах (с вероятностью порядка 10 '). Чем тяжелее Н-бозон, тем труднее его родить на коллайдере, поскольку для этого требуется все большая энергия. Но зато тяжелый Н-бозон, если уж он родился, легче обнаружить, чем легкий. Ведь продукты распада тяжелых Н-бозонов должны иметь большие поперечные импульсы.
Если бы масса Н-бозона превышала 180 — 200 ГэВ, то он охотно распадался бы на пары Я'Е' и Ф""%' . Это было бы очень красивым явлением. В4 Модели, модели... Нарушение 5У(2) х У(1)-симметрии, осуществляемое дублетом скалярных полей и дающее жизнь одному скалярному нейтральному хиггсову бозону, представляет собой лишь один из множества теоретических вариантов нарушения электрослабой симметрии. Имеются журнальные статьи, разрабатывающие модели с несколькими хиггсовыми бозонами, в том числе заряженными. В ряде моделей делается попытка осуществить спонтанное нарушение зеркальной симметрии. Напомним, что в стандартной 5У(2)хУ(!)-модели зеркальная асимметрия заложена в основы модели, что называется, «руками».
В отличие от этого в моделях с исходной симметрией типа 5У(2)сХ5(г(2)и наблюдаемаЯ зеРкальнаЯ асимметРиЯ возникает спонтанно. В рамках 50(2) х5У(2)и-симметрии имеются и левые и правые фермионнйе дублеты, имеются и два типа калибровочных полей — «левые» и «правые» промежуточные бозоны. При спонтанном нарушении симметрии «правые» бозоны получают ббльшие массы, чем «левые». Поэтому взаимодействие правых токов оказывается более слабым, чем взаимодействие левых токов. Экспериментальные поиски правых токов, предсказываемых такими моделями, представляют очень большой интерес.
Здесь уместно заметить, что точность, с которой проверено на опыте отсутствие правых заряженных токов, не превышает 1% (такова, в частности, точность, достигнутая в измерении продольной поляризации электронов в р-распаде). Говоря о многохиггсовых моделях, нельзя не упомянуть о попытках «упрятать» источник нарушения СР-инвариант- ности в хиггсов сектор теории, а именно в члены лагранжиана, описывающие взаимодействие различных хиггсовых бозонов между собой.
Такие теоретические модели предсказывают сравнительно большую величину диполь- ного момента нейтрона: с(„е 10 "см, что близко к экспериментальному верхнему пределу. Эти же модели предсказывают также сравнительно большое отличие безразмерных амплитуд, описывающих СР-нечетные распады К,'-ьп+и и К«пел«. ! т)+ — т)««):) т)+ ) 6ть (в настоящее время опыт дает *) для этого отношения 3~4%). ») П р и м е ч а н и 'е (1986 г.).
Новые, более точные опыты дают длн этого отношении величину, меньшую 2»У«, и, таким образом, исключают обсуждаемую модель (см. примечание на с. 61). 66 Многие теоретики считают, что потенциал 1'(р) = Х'(~ ч 1' — ч')' является слишком искусственным. Они предпочитают начать с устойчивого потенциала, имеющего знак плюс перед слагаемым т1', или, что более предпочтительно, с ц = — О. Очень интересно, что и в этом случае может возникнуть неустойчивость и спонтанное нарушение симметрии. Однако они появляются лишь после учета взаимодействия между скалярнымь бозонами, обусловленного радиационными поправками — петлями, образованными виртуальными калибровочными полями. Эффективный потенциал, который при этом возникает, так называемый потенциал Коулмена — Вайнберга / ср 1' 1п (! ф ~'/т'), имеет минимум при 1р1'~0 и, следовательно, приводит к образованию скалярного конденсата.
Общим для всех обсуждавшихся выше моделей нарушения электрослабой симметрии является наличие в них фундаментальных скалярных частиц. Предпринимались попытки избавиться от этих частиц. При этом выяснилось, что если из модели изгоняются фундаментальные скалярные бозоны, то в ней обязательно появляются составные скалярные бозоны. Составные части этих'бозонов должны быть пленены на таких малых расстояниях (~10 " см), что при доступных сегодня энергиях составная природа бозонов практически не проявляется и они выглядят как точечные частицы. Модели, в которых скаляры составные, получили названйе техницветовых.
В этих моделях предполагается существование большого количества новых частиц — так называемых техникварков и техниглкюнов с радиусом конфайнмента порядка 10 " см. При этом Ю'- и 2-бозоны становятся массивными, «съедая» голдстоиовские технипионы, которые возникают при спонтанном нарушении киральной симметрии в квантовой технихромодинамике. К сожалению, техницвет не дает естественного механизма возникновения фермионных масс, и эта часть модели выглядит весьма уродливо. Говоря о техницвете, я хотел бы сказать, что фундаментальные скаляры не кажутся мне хуже фундаментальных векторных или спинорных полей.
Я не разделяю антипатии многих теоретиков к фундаментальным скалярам. Если уж делать составными хиггсовы бозоны, то естественно, 86 чтобы составными были и кварки, и лептоны, и промежуточные бозоны, и даже безмассовые калибровочные поля— глюоны и фотон. Но это уже — совсем другая тема. Скаляры — проблема И 1 Как бы ни относиться к конкретным моделям, о которых говорилось в предыдущем параграфе, очевидно одно: без скалярных частиц обойтись невозможно. С ними связана самая фундаментальная нз нерешенных проблем физики элементарных частиц — проблема масс и родственные ей проблемы перемешивания кварков в слабых токах, нарушения СР-инвариантности и, может быть, Р-инвариантности.
В то время как векторные поля олицетворяют динамику, скалярные поля олицетворяют инертность. Если векторные поля явлйются поразительно ярким проявлением (локальной) симметрии, то скалярные поля несут не менее важную функцию — разрушения симметрии. После открытия промежуточных бозонов и подтверждения тем самым основных калибровочных идей в физике высоких энергий не останегся задачи более важной, чем открытие скалярных бозонов и изучение свойств этих частиц. Физики-теоретики попали в «Скалярландию», пытаясь построить работающую, жизнеспособную модель электро- слабого взаимодействия. Но страна эта интересна и сама по себе. Зачеркните, как это предлагает Бьеркен, все калибровочные заряды в фундаментальном лагранжиане, и тогда Вы останетесь с большим числом членов, о природе и свойствах симметрии которых мы в настоящее время можем только гадать. Многочисленные теоретические модели, обсуждаемые в литературе, являются предвестниками рождения нового раздела фундаментальной физики — нового физического континента — физики фундаментальных скал яров.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
