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

  • Автор:
  • Специальность ВАК РФ: 01.04.23
  • Научная степень: Докторская
  • Год защиты: 2008
  • Место защиты: Дубна
  • Количество страниц: 263 с. : ил.
  • бесплатно скачать автореферат
  • Стоимость: 300 руб.
Титульный лист Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами
Оглавление Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами
Содержание Адронные процессы и эффекты электрослабых взаимодействий в стандартной модели и за ее пределами
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
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 ноля 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 8(134)
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 811(2) Z -бозонов
6.3 Распады Z -бозонов на кварк-антикварковые состояния
с эмиссией бозонов Хиггса
6.4 Эмиссия бозона Хиггса в распадах Z2-cocтoяний
6.5 О распадах Z2-cocтoяний на Zi 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 Ь -» g g, Ь —> у у, Н —» £ g, Н —> у у
7.4 Распад СР-нечетного бозона Хиггса в лептон-антилептонную
пару
7.5 О распадах А —> Ь у у, A-*ggh
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
Заключение
Приложение1А
Приложение1Б
Список литературы
I. 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 протон-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. Иишиджимы [3]. В 1956 году было найдено отклонение в сохранении симметрии пространства и времени Р и РТ, нарушаемое слабыми взаимодействиями [4],
а0''
гГ Ъ
ков на больших расстояниях в рамках так называемой дуальной хиггсов-ской модели. В данной главе получила новое развитие идея о том, что вакуум в теории Янга-Миллса может быть реализован посредством конденсата пар монополей и антимонополей. Построена лагранжева модель, в которой фундаментальными переменными являются дуальные векторные потенциалы, связанные минимальным образом с полями монополей (бозонов Хиггса). Поля монополей, удовлетворяющие уравнениям дипольного типа, классифицируются с помощью обобщенных функций Уайтмана. Распределение удерживающего потока (в ’’тонкой трубке”), формируемого между двумя тяжелыми цветовыми зарядами понимается в том смысле, что абелевы монополи вытесняются из области, занимаемой ’’тонкой трубкой”, и абелев электрический поток сжимается в струну (дуальный эффект Мейсснера). Соответствующий Лагранжиан и(1) х и( 1) дуальной модели записывается в виде
Ь = 2 Тг

= д,,Си - д„Сц - і д[Сц, С'„],
Д Д = ДД - і д[Сц, Д] ,
С'ц и Д-матрицы полей, Абелев тензор напряженности, С/Г векторный потенциал, дуальный к векторному потенциалу в стандартной модели. Поле Хиггса характеризуется вауумным ожиданием Д,при котором потенциал У (Д) имеет минимальное значение. Именно Д отвечает за цветной ток монополя, удерживающий электрический цветовой поток. Взаимодействие между тяжелыми кварком <3 и антикварком <3 обеспечивается нолем С'/( через тензор напряженности струны Дирака Оци- Связанное состояние появляется при замене УД —> Л8 где СД„ = дцСц — дСц + С ці,. Впервые получено решение для дуального калибровочного поля Сц, которое определяется дивергенцией тензора напряженности струны Дирака сРСЇД, сдвинутой на дивергенцию скалярного поля Хиггса
Сц(х) = 2 ® — — дцЬ(х),
где т - масса дуального поля Сц(х). Установлено, что дуальные калибровочные поля приобрели свою массу благодаря взаимодействию с полями

Рекомендуемые диссертации данного раздела