Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.23, доктор физико-математических наук Козлов, Геннадий Алексеевич

• Козлов, Геннадий Алексеевич
• доктор физико-математических наук
• 2008

Оглавление диссертации доктор 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 диссертации (часть автореферата) 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», Козлов, Геннадий Алексеевич

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).

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.

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 литературы диссертационного исследования доктор физико-математических наук Козлов, Геннадий Алексеевич, 2008 год

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.