Исследование эффектов составленности с масштабом (10-100) ТэВ в лептон-лептонных соударениях тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.02, кандидат физико-математических наук Кабаченко, Василий Васильевич

• Кабаченко, Василий Васильевич
• кандидат физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Кабаченко, Василий Васильевич

Содержание

Введение

1 Универсальные остаточные взаимодействия

1.1 Сценарий единой составленности лептонов, кварков и хигг-

совских бозонов

1.1.1 Нелинейная стандартная модель

1.1.2 Скрытая локальная симметрия и ВБД электрослабых

взаимодействий

1.2 Операторы высших размерностей

1.3 Ограничения на универсальные остаточные взаимодействия

2 Проявления ВБД

2.1 Эффективный лагранжиан

2.1.1 Фермион-фермионные взаимодействия

2.1.2 Фермион-бозонные и бозон-бозонные взаимодействия . 34 2.2. Процессы -> //

2.2.1 Дифференциальные сечения

2.2.2 Интегральные характеристики

2.2.3 Область достижимости масштаба единой составлен-

ности

2.3 Процессы с рождением хиггсовского бозона

2.3.1 1Ч~ гН

2.3.2 ¡г гНН

2.4 Процесс

2.4.1 Векторно-бозонная доминантность

2.4.2 Тройные калибровочные взаимодействия

3 Неуниверсальные остаточные взаимодействия

3.1 Исследование несохранения лептонных семейств

3.1.1 Четырехлептонные взаимодействия HJIC

3.1.2 VIII тип

3.1.3 l'1'll тип

3.1.4 V'l'll тип

3.1.5 Обсуждение и выводы

3.2 Процессы с нарушением барионного числа

Заключение

Приложения

А. Правила Фейнмана для универсальных остаточных взаимодействий

Б. Дифференциальные сечения для процесса l+l~~ —> W+W~

Библиография

Список таблиц

Список рисунков

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование эффектов составленности с масштабом (10-100) ТэВ в лептон-лептонных соударениях»

Введение

Стандартная модель (СМ), включающая в себя квантовую хромодина-мику (КХД) и теорию электрослабых взаимодействий Глэшоу-Вайнберга-Салама, является хорошо определенной теорией, описывающей все известные на настоящий момент элементарные частицы и их взаимодеиствия (см., например, [1]). Все современные экспериментальные данные не противоречат СМ и могут быть объяснены с высокой точностью в ее рамках. Однако, несмотря на эти успехи и отсутствие явных противоречий, ряд теоретических несовершенств и значительный произвол в выборе параметров СМ не позволяют считать ее фундаментальной теорией и указывают на незавершенность СМ, которая, скорее всего, является "низкоэнергетическим" пределом более фундаментальной теории.

Теоретический статус двух составных частей СМ различен. КХД — это калибровочная теория, основанная на ненарушенной простой группе симметрий. Пертурбативная КХД успешно справляется с описанием жестких процессов, таких как глубоко неупругое лептон-адронное рассеяние, рождение лептонных пар в адрон-адронных столкновениях, множественное рождение адронов в е+е~ аннигиляции и др. В области малых переданных импульсов существенным становится учет непертурбатив-ных эффектов, исследовать которые полностью невозможно из-за отсутствия адекватного математического аппарата. В КХД не решена проблема асимптотических состояний, поэтому свойство невылетания кварков и глюонов пока остается гипотезой. Тем не менее, в справедливости лагранжиана КХД никто не сомневается и последующий прогресс связан с развитием аппарата теорий с сильной связью.

Теория электрослабых взаимодействий (в дальнейшем именно она будет подразумеваться под термином СМ) не является столь привлекательно "простой" как КХД и во многих местах вызывает вопросы и ощущение незавершенности. Перечислим кратко проблемы, присутствующие в СМ и здесь же укажем некоторые типичные направления их решения,

существующие в литературе.

г) Калибровочный сектор основан на локальной группе 5£7(2)£ х и( 1)у и таким образом отсутствует реальное объединение взаимодействий. Имеется две независимые константы взаимодействия (с учетом КХД, добавляется еще один групповой множитель и соответствующая константа взаимодействия). Более того, группа симметрий СМ не является полупростой, вследствии чего отсутствует квантование заряда.

— Эти вопросы находят свое разрешение в различных моделях калибровочного объединения ([2]), в которых существует одна простая (или полупростая) группа с одной калибровочной константой, а симметрия СМ с соответствующими константами является ее остатком после спонтанного нарушения, происходящем при достаточно большом энергетическом масштабе.

Н) Хиггсовский сектор, ответственный за спонтанное нарушение симметрии СМ, является наименее твердо установленной частью СМ. В нем содержатся два произвольных параметра, V — вакуумное среднее и А — константа самодействия хиггсовского дублета. В СМ предсказывается существование физического хиггсовского бозона, который пока, единственный из составляющих полей СМ, не наблюдался в эксперименте. Теория элементарных скалярных полей является "ненатуральной" [3] — в ней присутствуют квадратичные собственноэнргетические расходимости. И наконец, существуют веские основания считать теорию Аф4 "тривиальной" [4], что ведет к непертурбативной схеме с отсутствием самодействия скалярного сектора и с тяжелым хиггсовским бозоном, т2н = 8тс2у2 [5].

— Введение новых симметрий, таких как суперсимметрия [6], позволяет снять проблему натуральности хиггсовского сектора. Другой путь — отказаться вообще от хиггсовского механизма спонтанного нарушения и вместо него рассматривать динамическое нарушение электрослабой симметрии за счет каких-то новых сильных взаимодействий. Тогда в физическом спектре хиггсовский бозон отсутствует либо он возникает как динамически генерированный составной скалярный бозон, поправки к собственной энергии которого эффективно обрезаются при импульсах выше масштаба конфайнмента новых сильных взаимодействиях. Такой подход реализован в модели техницвета [7]. Трудности, связанные с включением фермионов СМ, ведут к таким модификациям исходной модели, как рас-

ширенный техницвет [8] и "идущий" техницвет [9].

Иг) В фермионном секторе можно выделить следующие черты, требующие объяснений. Отсутствие взаимодействующего правого нейтрино. Наличие трех тождественных поколений (семейств) фермионов. Полный теоретический произвол матриц юкавских взаимодействий, и как следствие — отсутствие видимой регулярности в спектре масс фермионов и произвол матрицы смешивания Кобаяши-Маскавы.

— В первую очередь стремление объяснить существование трех поколений и получить спектр масс фермионов породило попытки построения составных моделей лептонов и кварков (см., например, [10]). Практическая реализация этого подхода чрезвычайно затруднена, однако он обладает принципиальными возможностями разрешить проблемы фермион-ного сектора.

Здесь перечислены далеко не все пути расширения СМ, однако можно с уверенностью утверждать, что ни одно из указанных направлений не способно самостоятельно решить весь комплекс проблем СМ. Необходима некоторая комбинация всех направлений (либо нечто принципиально новое). Одним из имеющихся подходов, в какой-то мере осуществляющий указанную комбинацию, является сценарий единой составленности лептонов, кварков и хиггсовских бозонов. Различные идеи, лежащие в его основе можно найти в работах [11, 12], последовательная же и детальная разработка этого сценария осуществлена в работах [13] - [15] (см, также [16]).

Единая составленность Изложим основные черты сценария. Кварки и лептоны не являются элементарными объектами, а являются составными с общей субструктурой. Калибровочные бозоны СМ на этом уровне структуры рассматриваются как элементарные. По предположению, лагранжиан сверхсильных взаимодействий, формирующих лептоны и кварки обладает некоторой глобальной симметрией С, часть этой симметрии является локальной /¿ос С С и включает в себя симметрию СМ, 1бм = (2 )ь х £/ (1)у С /¿ос. В результате сверхсильной динамики симметрия С на масштабе Т нарушается до остаточной симметрии Н — симметрии вакуума, которая проявляется в спектре физических состояний — составных лептонов и кварков. Нарушенной части симметрии С/Н соответствуют безмассовые голдстоуновские бозоны, часть которых ассоции-

руется с хиггсовским дублетом ф. Масштаб Т должен быть достаточно большим и чтобы гарантировать безмассовость (относительно этого масштаба) составных фермионов СМ, необходимо, чтобы остаточная симметрия, согласно принципу т'Хофта [3], была киральной. Более того, Н 2> 15м — 811(2)1. х и(1)у и, таким образом, на этом этапе нарушения симметрия СМ остается точной. В действительности же квантовые поправки от калибровочных взаимодействий 1\ос приводят к возникновению эффективного потенциала для хиггсовского дублета, с точностью до (Э(1/Р) воспроизводящего потенциал СМ, и эффективных юкавских взаимодействий фермионов с хиггсовским дублетом. При определенных условиях реализуется спонтанное нарушение симметрии БМ, индуцированное этими поправками, в частности необходимым условием является требование, чтобы ¡1ос была шире симметрии СМ и часть ее обязательно должна быть динамически нарушенной на масштабе Т [12]. Рисунок помещенный здесь иллюстрирует взаимную ориентацию подгрупп в результате нарушения симме-трий на первом и втором этапах. Нарушение электрослабой симметрии происходит на шкале v (обычное вакуумное среднее СМ), которая определяется единственным энергетическим масштабом теории Т. Это нарушение, вообще говоря, может

уже происходить в однопетлевом приближении и тогда требуется некая точная подгонка параметров, чтобы гарантировать условие V <С Т. Тогда более естественно предположить, что V = 0 в однопетлевом приближении и становится отличным от нуля только при учете двух петель. Таким образом вводится естественная иерархия между двумя масштабами V = 0(Тд/Атг) или иначе Т = 0(тц?/осуу) = О(10 )Тэв. Описанный сценарий может рассматриваться в качестве альтернативы суперсимметричным расширениям СМ. Хиггсовский бозон в сценарии ожидается относительно легким — он является (псевдо-)голдстоуновским бозоном, приобретающим массу за счет поправок от расширенных электрослабых взаимодействий. Хиггсовский потенциал и юкавские взаимодействия объединяются, как эффект от остаточных сверхсильных взаимодействий и калибровочных взаимодействий /¿ос. В принципе, в виду того, что //ос с необходимостью является более широкой, чем симметрия СМ, имеется при-

ем

влекательная возможность (пока не реализованная) совершить частичное объединение калибровочных взаимодействий.

Целью диссертации является исследование феноменологических проявлений сценария единой составленности. В работе исследуются как универсальные остаточные взаимодействия, так и некоторый набор неуниверсальных. Под универсальными понимаются взаимодействия, которые, как предполагается, должны возникать в любой модели, реализующей сценарий единой состав ленности. Они обусловлены обменами тяжелыми динамически генерированными векторными бозонами — низшими резо-нансами в системе составных лептонов, кварков и хиггсовских бозонов, сформированных сверхсильными взаимодействиями. Наиболее последовательный способ введения таких векторных резонансов — рассматривать их как калибровочные бозоны, соответствующие скрытой локальной симметрии, изоморфной остаточной симметрии Н, которая содержит /5м-Таким образом, остаточные взаимодействия обусловленные ими определяются только квантовыми числами СМ.

Лептонные коллайдеры Как указывалось выше, масштаб составлен-ности предсказывается лежащим в области 10 - 100 Тэв. Поэтому требуются тэвные энергии для обнаружения первых убедительных сигналов о наличии единой субструктуры у кварков, лептонов и хиггсовских бозонов. Причем лептон-лептонные столкновения обладают преимуществом по сравнению со столкновениями протонов в виду отсутствия адронного фона. Поэтому в работе мы будем ориентироваться на линейные электронные коллайдеры следующего поколения [17], принимая для рассчетов значения = 2 Тэв и для интегральной светимости ¡С, М = 20 фбн-1. В последние годы также активно обсуждается возможность создания кольцевого /1+ц~ коллайдера [18]. Построение мюонного коллайдера предполагается осуществить в несколько стадий с последовательным наращиванием энергии и светимости. Высокоэнергетичный коллайдер способен обеспечить л/в = 4 Тэв и / С йЬ = 1000 фбн-1 [18]. Обсуждение этих проектов находится за пределами данной работы. Отметим только, что для исследования принципиальной возможности наблюдать проявления составленности важны в первую очередь высокие энергии и светимости. Кроме того, создание мюонных коллайдеров наряду с электронными позволило бы проверить универсальный характер остаточных взаимодей-

ствий единой составленности.

Краткое содержание Работа состоит из трех глав, введения и заключения, а также содержит два дополнения.

В главе 1, которая по сути дела является вводной, описывается сценарий единой составленности, излагаются некоторые этапы построения эффективной теории единой составленности — так называемой нелинейной стандартной модели (НСМ) и ее "улучшения" путем явного учета векторных резонансов, отвечающих скрытой локальной симметрии НСМ. Формулируется гипотеза векторно-бозонной доминантности (ВБД) электрослабых взаимодействий и обсуждаются другие предположения, которые ведут к эффективному лагранжиану универсальных остаточных взаимодействий. Рассматриваются ограничения на остаточные взаимодействия, следующие из современных экспериментальных данных.

Глава 2 посвящена исследованию проявлений единой составленности дополненной гипотезой ВБД на лептонных коллайдерах тэвных энергий. Обсуждаются такие вопросы, как достижимая область масштаба составленности в различных каналах, использование поляризованных лептонных пучков и оптимальных угловых обрезаний для увеличения чувствительности к остаточным взаимодействиям. Делается утверждение о доминирующем характере взаимодействий ВБД по сравнению, с другими возможными остаточными взаимодействиями.

Глава 3 в некоторой степени является независимой от предыдущих двух. Рассмотренные здесь взаимодействия с нарушением лептонных ароматов/семейств (НЛС) и барионного числа (НБЧ) не являются специфическими для сценария единой составленности, а могут возникать и в других расширениях СМ. Исследование ведется в рамках наиболее общих эффективных лагранжианов. Помимо прочих причин, выбор этих взаимодействий определяется тем, что они строго запрещены в рамках (пертурбативной) СМ. Подчеркивается важность (и перспективность) использования нетрадиционных каналов столкновения типа /¿~¡1", е~¡1+ и т. д. для возможности полного исследования эффективных четырехфер-мионных лагранжианов НЛС. Исследование многофермионных процессов НБЧ, вообще, возможно только в е~столкновениях.

В заключении перечислены основные результаты диссертации, которые опубликованы в работах [19] - [25].

Заключение диссертации по теме «Теоретическая физика», Кабаченко, Василий Васильевич

Основные результаты классификации четырехлептонных процессов НЛС (см. текст)

Тип

Класс

Процессы

Ограничение

Фон

1'Ш леее е/л^/л теее тц/л/л е+е~ ¡л+е~ е~е~ ¡л~е~ л+е , е+е~ е~ё~ л+е~ /л'/л' е~/л~ е+[л л~е~ е^е е~е~ т' е т~е е+т л~ ¡л~

Г"1" ¡Л , /Г Т

0(102Тэв)

Нет

0(1 Тэв)

0(1 Тэв)

Есть

1'1'И л/лее ттее ттщх те е~е~ л~/л~ е+/л ц-р е~е~ е е т т

Л 1Л~ т т

0(1 Тэв)

Нет

Нет

Нет

1'Т11 г ¡лее те/л/л летт л+е~ (л~е~

Т+Ц , т+е~ е~т~ л+т л+е е~е~ е+т ц~т~ л /л+е" е~~ ¡л~ т+е , е^т л+е т^ ¡л ■ е~т~ л+е т 1 т л е т т

0(1 Тэв)

0( 1 Тэв)

0(1 Тэв)

0(1 Тэв)

Нет

Нет

Есть

Нет

Есть

Нет

Есть

Нет

Последний тип четырехлептонных взаимодействий НЛС содержит в совокупности 30 свободных параметров.

3.1.5 Обсуждение и выводы

Проведенная классификация четырехлептонных процессов НЛС сведена в Таблице 2.1. В Таблице 2.2 представлены спиральные дифференциальные сечения четырехлептонных процессов НЛС в единицах (87Г5^4)-1 (верхние выражения в каждой ячейке).

Заключение

Перечислим основные результаты, полученные в диссертации.

• Получены ограничения на параметры эффективных остаточных взаимодействий, в рамках концепции единой составленности лептонов, кварков и хиггсовских бозонов Показано, что существование декат-эвной единой составленности не противоречит современным экспериментальным данным.

• Обоснован выбор лептонных коллайдеров тэвных энергий для поисков первых проявлений составленности.

• Найдено, что масштаб единой составленности, который может быть обнаружен в лептон-лептонных столкновениях, составляет для 2-тэвного электронного коллайдера (9(50) Тэв и (9(10 — 30 Тэв) в че-тырехфермионных процессах и в процессах рождения пар бозонов, соответственно, а для 4-тэвного мюонного коллайдера с высокой светимостью — (9(100 Тэв) и (9(40 — 100 Тэв) в аналогичных процессах и (9(30 Тэв) — в процессе —» ZHH.

• Показана важность использования правополяризованных пучков электронов/мюонов, для наблюдения максимально возможных отклонений от предсказания СМ.

• Для процессов рассеяния Баба и рождения пары W+W~ (содержащих i-канальный обмен) обнаружено существование оптимального обрезания по углу рассеяния в направлении вперед, при котором доступный для наблюдения масштаб составленности максимален. Оптимальный угол обрезания найден равным | cos в\ < 0.8 в первом случае и —0.8 < cos в < 0.3 — во втором.

• Показано, что универсальные остаточные взаимодействия, обусловленные ВБД, дают лидирующие вклады в рассмотренные процессы при энергиях тг, гпш ^ л/з ^ ^• Рассмотрение аномальных трехбо-зонных взаимодействий показывает, что они также не могут конкурировать с проявлениями ВБД. Это позволяет сделать вывод о том, что ВБД является доминирующим допороговым эффектом единой со-ставленности.

• Найдено, что процессы 1+1~ —» // с различными конечными ферми-онами и 1+1~ —> ZH, ЕНН являются взаимодополнительными, то есть при любых значениях масштаба составленности Т и параметра 771 (за исключением особого случая щ = в2/с2 ~ 0.3) можно выбрать условия, когда отклонения от предсказаний СМ отличны от нуля.

• Обнаружены тесные корреляции между отклонениями от предсказаний СМ для различных процессов и наблюдаемых, в частности, поведение относительных интегральных характеристик подобно для всех процессов без ¿-канального обмена (для процессов 1+1~~ —> и 1+1~ —> ZHH они просто совпадают в высокоэнергетическом пределе) . Наблюдение таких определенных корреляций должно служить признаком, позволяющим отличить сценарий единой составленности от других возможных расширений СМ.

Также были исследованы неуниверсальные остаточные взаимодействия, не являющиеся специфическими для сценария единой составленности, которые априори могут возникать и в других подходах к расширению СМ. В качестве таких остаточных взаимодействий были выбраны строго запрещенные (пертурбативно) в СМ взаимодействия с нарушением лептонных семейств/ароматов (НЛС) и барионного числа (НБЧ).

• Указана перспективная возможность поиска процессов НЛС и НБЧ на возможных нетрадиционных ц~и т.д. коллайдерах.

• Проведена полная классификация четырехлептонных взаимодействий НЛС и найдены ограничения на масштабы соответствующих операторов, следующие из современных экспериментальных данных.

• Рассмотрен наиболее опасный для процессов НЛС шестилептонный фон СМ. Проанализирована возможность подавления этого фона, используя " неправильную" поляризацию начальных частиц, а также выделены процессы, для которых шестилептонный фон отсутствует.

• Найдено, что в большинстве каналов максимальных масштаб НЛС, который может быть обнаружен на обсуждавшихся лептонных кол-лайдерах, составляет 0(100 Тэв).

• Среди операторов НБЧ обнаружен всего лишь один тип шестифер-мионных операторов с отсутствующими ограничениями на соответствующие масштабы из современных данных по поискам распада протона. Это единственные операторы, допускающие исследование в коллайдерных экспериментах, вообще.

• Указано, что возможный е~¡1" коллайдер позволит наблюдать процессы, соответствующие этим операторам с максимальным масштабом ~ 6 Тэв. Это значение находится около нижней границы области для масштаба Т, предпочтимой из соображений натуральности (и разрешенной нынешними экспериментальными данными) в сценарии единой составленности.

Можно сделать следующие выводы. Лептонные коллайдеры тэвных энергий вполне способны представить первые, хотя и косвенные, данные о существовании единой субструктуры у пептонов, кварков и хиггсов-ских бозонов. Процессы НЛС, рассмотренные в общем виде, также доступны для исследования, причем наиболее перспективными для этих целей являются коллайдеры уГрГ~ и е~типов. Наблюдение процессов НБЧ, вообще говоря, представляется проблематичным. Поиск эффективных остаточных взаимодействий, рассмотренных в диссертации, должен составить существенную часть физической программы лептонных коллайдеров следующего поколения.

Благодарности В заключение считаю своим приятным долгом выразить признательность моему научному руководителю Ю. Ф. Пирогову за плодотворное сотрудничество, результатом которого явились публикации, легшие в основу диссертации, а также за помощь и внимание в течение всей работы над диссертацией. Я также благодарен Институту физики высоких энергий за предоставление прекрасных условий для проведения исследований.

Выражаю благодарность за финансовую поддержку работ [19] - [25] Российскому фонду фундаментальных исследований (проекты № 93-0203729 и № 96-02-18122а), Конкурсному центру фундаментального естествознания при Санкт-Петербургском Государственном Университете (проект № 95-0-6.4-21) и фонду "Соросовские аспиранты" (грант а96-1206).

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Кабаченко, Василий Васильевич, 1998 год

Библиография

[1] Т.-П. Ченг, Л.-Ф. Ли, Калибровочные теории в физике элементарых частиц, М.: Мир, 1987.

[2] P. Langacker // Phys. Rep. 1981. V.72. Р.185. Н. P. Nilles // Phys. Rep. 1984. V.110. P.l

[3] G 't Hooft, in Recent Development in Gauge Theories, Proc. of the Summer Advanced Study Inst., Cargese, 1979, eds. G't Hooft et al., NATO Advanced Study Institute Series B: Physics V.59, New York: Plenum Press, 1980 P.135.

[4] K. G. Wilson // Phys. Rev. В 1971. V.4. P.3184.

К. G. Wilson and J. Kogut // Phys. Rep. 1974. V.12. P.76. P. Langacker // Phys. Rep. 1981. V.72. P.185.

[5] M. Consoli and P. M. Stevenson // Z. Phys. С 1994. V.63. P.427.

[6] П. Уэст, Введение в суперсимметрию и супергравитацию, М.: Мир, 1989.

[7] Е. Farhi and L. Susskind // Phys. Rep. 1981. V.74. P.277.

[8] S. Dimopoulos and L. Suskind // Nucl. Phys. В 1979. V.155. P.237. E. Eichten and K. Lane // Phys. Lett. В 1980. V.90. P. 125.

[9] B. Holdom // Phys. Rev. D 1981. V.24. P.1441.

K. Yamawaki, M. Bando and K. Matumoto // Phys. Rev. Lett. 1986. V.56. P.1335.

T. Appelquist and L.C.R. Wijewardhana // Phys. Rev. D 1987. V.35. P.774.

T. Appelquist and L.C.R. Wijewardhana // Phys. Rev. D 1987. V.36. P.568.

[10] М. Е. Peskin, in Proc. of the Int. Symp. on Lepton and Photon Interaction at High Energies, Bonn, 1981, P.880.

M. E. Peskin, in Proc. of the Int. Symp. on Lepton and Photon Interactions at High Energies, Kyoto, 1985, eds. M. Konuma and T. Takahashi, Kyoto: Kyoto Univ., 1985. P.713.

R. D. Peccei, in Proc. of the 1985 Symp. on Composite Models of Quarks and Leptons, eds. H. Terazawa et al., Tokio: INS, 1985, P.236. R. D. Peccei, in Proc. of the Second Lake Louise Inst, on New Frontiers in Particle Theory, Alberta, 1987, eds. J. M. Kameron et al., Singapore: World Scientific, 1987, P.564.

[11] H. Georgi and D. B. Kaplan // Phys. Lett. В 1984. V.136. P.183. H. Georgi and D. B. Kaplan // Phys. Lett. В 1984. V.145. P.216.

M. Dugan, H. Georgi and D. B. Kaplan // Nucl. Phys. В 1985. V.254. P.299.

[12] J. P. Preskill // Nucl. Phys. В 1981. V.177. P.21. R. Dashen // Phys. Rev. D 1971. V.3. P. 1879. T. Banks // Nucl. Phys. В 1984. V.243. P. 125.

[13] Yu. F. Pirogov // Int. J. Mod. Phys. A 1992. V.7. P.6473; in Proc. of the Int. Conf. Quarks '92 , Zvenigorod, 1992, eds. D. Yu. Grigoriev et al., Singapore: World Scientific, 1993, P.5.

[14] Yu. F. Pirogov // Mod. Phys. Lett. A 1993. V.8. P.3129; in Proc. of the Int. School "Particles and Cosmology" , Baksan Valley, 1993, eds. E. N. Alexeev et al., Singapore: World Scientific, 1994, P.151.

[15] Yu. F. Pirogov // Int. J. Mod. Phys. A 1994. V.9. P. 1397.

[16] Ю. Ф. Пирогов, Объединение взаимодействий и единая составлен-ность пептонов, кварков и хиггсовских бозонов, докторская диссертация, ИФВЭ, 1996.

[17] Physics and Technology of the Next Linear Collider, preprint BNL-52502, 1996.

[18] n+iT collider, A Feasibility Report, preprint BNL-52503, 1996.

[19] V. V. Kabachenko and Yu. F. Pirogov // Int. J. Mod. Phys. A 1995. V.10. P.3187.

[20] V. V. Kabachenko and Yu. F. Pirogov // Int. J. Mod. Phys. A 1996. V.ll. P.2293.

[21] V. V. Kabachenko and Yu. F. Pirogov, in Proc. of the X Int. Workshop on High Energy Physics and Quantum Field Theory, Zvenigorod, 1995, eds. B. B. Levtchenko and V. I. Savrin, Moscow: MSU, 1996, P.180.

[22] V. V. Kabachenko and Yu. F. Pirogov, preprint IHEP 96-24, report at the XVIII Int. Workshop on High Energy Physics and Field Theory, Protvino, 1995.

[23] V. V. Kabachenko and Yu. F. Pirogov // TV. J. of Physics 1998. V.22. P.631.

[24] V. V. Kabachenko and Yu. F. Pirogov // Yad. Phys. 1997. V.60. P. 1824.

[25] V. V. Kabachenko and Yu. F. Pirogov // Eur. Phys. J. C 1998. V.4. P.525.

[26] S. Coleman, J. Wess and B. Zumino // Phys. Rev. 1969. V.177. P.2239. C. G. Callan, S. Coleman, J. Wess and B. Zumino // ibid P.2247.

[27] C. N. Leung, S. L. Love and S. Z. Rao // Z. Phys. C - Part, and Fields 1986. V.31. P.433.

W. Buchmuller and D. Wyler // Nucl. Phys. B 1986. V.236. P.621.

[28] A. de Rujula, M. B. Gavela, P. Hernandes and E. Masso // Nucl. Phys. B 1992. V.384. P.3.

[29] A. D'Adda, P. di Vecchia and M. Liischer // Nucl. Phys. B 1978. V.146. P.63; Nucl. Phys. B 1979. V.152. P.125.

[30] M. Bando, T. Kugo, S. Uehara, K. Yamawaki and T. Yanagida // Phys. Rev. Lett. 1985. V.54. P.1215.

M. Bando, T. Kugo and K. Yamawaki // Nucl. Phys. B 1985. V.259. P.493; Prog. Theor. Phys. 1985. V.73. P.1541; Phys. Rep. 1988. V.164. P.217.

[31] M. E. Peskin and T. Takeuchi // Phys. Rev. D. 1992 V.46. P.381.

[32] L. Maksymyk, C. P. Burgess and D. London // Phys. Rev. D 1994. V.50. P.529.

C. P. Burgess et al.// Phys. Lett. B 1994. V.326. P.276.

[33] A. Kundu and P. Roy // Int. J. Mod. Phys. A 1997. V.12. P.1511. [hep-ph/9603323]

[34] E. J. Eichten, K. D. Lane and M. E. Peskin // Phys. Rev. 1983. V.50. P.811.

[35] E. J. Eichten, I. Hincliliffe, K. D. Lane and C. Quigg // Rev. Mod. Phys. 1984. V.56. P.579.

[36] S. C. C. Ting (The L3 Collab.) // Int. J. Mod. Phys. A 1993. V.8. P.49.

[37] The ALEPH Collab., D. Buskulic et al. // CERN-PPE/93-52, 1993.

[38] J. M. Cornwall, D. N. Levin and G. Tiktopoulos // Phys. Rev. D 1974. V.10. P.1145.

M. S. Chanowitz and M. K. Gaillard // Nucl. Phys. B 1985. V.261. P.379. H. Veltman // Phys. Rev. D 1990. V.41. P.2294.

[39] E.E. Boos et al., preprint SNUTP-94-116, [hep-ph/9503280]. E.E. Boos et al. // Int. J. Mod. Phys. C 1994. V.5. P.615.

[40] K. Hagiwara, R. D. Peccei, D. Zeppenfeld and K. Hikasa // Nucl. Phys. B 1987. V.282. P.253.

M. A. Samuel et al. // Phys. Rev. Let. 1991. V.67. P.9.

[41] W. Beenakker and A. Denner, preprint DESY 94-051, 1994.

[42] G. L. Kane, J. Vidal and C. -P. Yuan // Phys. Rev. D 1989. V.39. P.2617.

[43] I. Hinchliffe, Invited Talk at the Int. Symposium on Vector Boson Self Interactions , UCLA, 1995.

[44] Review of Particle Properties // Phys. Rev. D 1996. V.54. P.249.

[45] B. Pontecorvo // Zh. Eksp. Teor. Fiz. 1957. V.33. P.549. ( Sov. Phys. JETP 1958. V.6. P.429.)

[46] G. Feinberg and S. Weinberg // Phys. Rev. Lett. 1961. V.6. P.381; Phys. Rev. 1961. V.123. P.1439.

[47] S. L. Glashow // Phys. Rev. Lett. 1961. V.6. P.196.

[48] G. W. S. Hou, preprint NTUTH-96-05, 1996 [hep-ph/9605204].

[491 K Jungman et al, presented at the 23rd INS Int. Symp. on Nuclear and Particle Physics with Meson Beams in the 1 GeV/c Region, Tokyo, March 15-18, 1995.

[50] S. Weinberg // Phys. Rev. Lett. 1979. V.43. P.1566.

[51] S. Weinberg // Phys. Rev. D 1980. V.22. P.1694.

[52] H. Georgi and A. Manohar // Nucl. Phys. B 1984. V.234. P. 189.

Список таблиц

1.2 2сг-отклонения в полных сечениях для 1+1~ —»//............. 47

2.1 Результаты классификации процессов НДС .......................76

2.2 Сечения и число событий для процессов НДС .....................77

2.2 Продолжение..............................................................78

2.3 Операторы НБЧ и ограничения на их масштабы ................80

Список рисунков

0.0 Взаимная ориентация подгрупп...........................................................6

1.1 Ограничения на универсальные остаточные взаимодействия . 27

2.1 Процесс 1+1~ —> 1'+1'~{1 ф I'). Дифференциальные сечения..........39

2.2 Процесс 1+Г Г+1' {I ф Г)...............................................41

2.3 Процесс 1+1~ -»• ЬЬ....................................................................................42

2.4 Процесс 1+1~ —> сс................................................................................43

2.5 Процесс 1+1~ —» ..............................................44

2.6 Процесс 1+1~ 1+1~......................................................45

2.7 Процесс 1+1~ —> 1+1~. Коэффициенты разложения...................46

2.8 Достижимый масштаб Т в процессах 1+1~ —> //....................48

2.9 Процессы 1+Г гН, гНН........................................................51

2.10 Достижимый масштаб Т в процессах 1+1~ —» "бозоны"..............51

2.11 Диаграммы Фейнмана для процессов 1+1~ —> ZH^ ZHH ...........54

2.12 Процесс ]У+1У~. Рх = 0................................................................57

2.13 Процесс \П~ УУ+УУ-. Рг = 0.8............................................................58

3.1 Диаграммы Фейнмана для шестилептонного фона........................69