Эффекты цветовой симметрии в физике кварков и лептонов

Стандартная модель (СМ) электрослабого и сильного взаимодействий, основанная на группе

35 м = Бис{3) х Биь{2) х и (1), (0.1) является в настоящее время надежной теоретической основой для описания взаимодействий кварков, лептопов и калибровочных полей при энергиях современных ускорителей.

Предложенная первоначально [1−3] как объединенная ?'[/?(2) х 11(1)-калибровочная модель электромагнитного и слабого взаимодействий со спонтанным нарушением симметрии СМ предсказала массивные (вследствие механизма Хиггса [4]) калибровочные Z0- и И/Г±-бозоны, одновременно объяснив массивность фермионов при наличии киральной 2)-симметрии их юкавским взаимодействием с необходимым в модели хигг-совским скалярным 5[/^(2)-дублетом.

Доказательство перенормируемости калибровочных теорий со спонтанно нарушенной симметрией [5,6], первые экспериментальные указания на существование нейтральных ^°-токов [7,8] и прямое открытие Z0-и И/Г±-бозонов на ЬЕР [9−11] показали, что модель Вайнберга-Салама-Глэшоу является реальной основой объединенной теории электромагнитного и слабого взаимодействий кварков и лептонов при энергиях порядка 100 ГэВ.

Открытие с-кварка [12,13] заполнило второе поколение фермионов и обеспечило сокращение треугольных аномалий Адлера в модели, а последующие открытия т-лептона [14,15], 6-кварка [16−18] и тяжелого кварка [19−22] практически завершили формирование третьего поколения фермионов (существование в природе третьего нейтрино ит представляется весьма вероятным: данные ЬЕР дают для числа Ми легких (с массой тли < гпг/2) нейтрино значение Ми = 2.994 ± 0.012 [23]).

Создание квантовой хромодинамики (КХД) как основанной на группе цветовой симметрии кварков 5[/с (3) калибровочной теории явилось вторым большим успехом физики элементарных частиц последних десятилетий.

Имея в своих истоках гипотезу дополнительных квантовых чисел кварков [24,25] (названных впоследствии цветами кварков), квантовая хромо-динамика, возникшая как 5[/с (3)-калибровочная модель, после обнаружения в ней свойства асимптотической свободы [26,27], объяснения особенностей глубоко-неупругого рассеяния электронов на нуклонах [28−30] и первых наблюдений струйных событий [31] превратилась в реальную теоретическую основу для описания сильного взаимодействия кварков и глюопов.

Дальнейшее развитие КХД показало, что она адекватно описывает жесткие процессы с кварками и глюонами при больших передачах импульсов, когда малость константы а^ сильного взаимодействия обеспечивает применимость теории возмущений, при этом, несмотря на имеющиеся трудности в пепертубативной области, идеи КХД оказываются продуктивными и в относительно мягкой физике (спектроскопия адро-пов, тяжелые кварконии и т. д.). Стало ясно, что основанный на калибровочной 5С/с (3)-симметрии КХД-лагранжиан правильно описывает сильное взаимодействие кварков и глюонов.

Таким образом было установлено, что калибровочная симметрия группы Сям реально существует в природе, а основанная на ней стандартная модель электрослабого и сильного взаимодействий правильно описывает взаимодействия кварков, лептонов и калибровочных полей до энергий порядка сотен ГэВ.

Успешное объединение электромагнитного и слабого взаимодействий моделью Вайнберга — Салама — Глэшоу стимулировало дальнейшие поиски возможных вариантов объединения электрослабого и сильного взаимодействий в единое взаимодействие (Большое объединение) и вселяло определенные надежды на успешное решение этой проблемы.

Первоначальный подход к решению проблемы Большого объединения основывался на красивой и привлекательной идее о существовании при больших энергиях единого взаимодействия, порождаемого симметрией некоторой простой группы с единой исходной константой взаимодействия, которая по мере понижения энергий спонтанно нарушается до более низких симметрий, порождая при этом вторичные взаимодействия, в том числе электрослабое и сильное. Задача состояла в нахождении этой симметрии и подборе подходящей схемы ее нарушения. В литературе обсуждались модели Большого объединения, основанные на группе 5) [32,33], группе 50(10) [34−36] и другие.

Помимо красоты идеи интерес к конкретным моделям Большого объединения усиливался и тем, что они приводили к предсказаниям, проверяемым экспериментально, в частности, предсказывали нестабильность протона на уровне, доступном для экспериментальной проверки. Проведенные, однако, экспериментальные работы по поиску распадов протона привели в итоге к их ненаблюдению на ожидаемом уровне и установили нижние пределы на время жизни протона и масштаб Большого объединения, слишком большие для их скорой экспериментальной проверки. В то же самое время экспериментальный статус стандартной модели постоянно улучшался и в настоящее время ее согласие с экспериментом достигнуто на уровне экспериментальной точности не хуже одного процента по всем измерямым величинам [23]. Очевидно, что основанная на группе стандартная модель, несмотря на некоторые, остающимися в ней открытыми, вопросы, являет собой достаточно надежно установленный низкоэнергетический предел будущей объединенной теории электрослабого и сильного взаимодействия. Представляется весьма вероятным, что новые симметрии будут экспериментально проявлять себя последовательно одна за другой по мере роста энергий сталкивающихся частиц и С^-симметрия стандартной модели окажется, по-видимому, лишь первой ступенью в этой неизвестной пока иерархии симметрий.

В этой ситуации поиски возможных вариантов объединенного описания электрослабого и сильного взаимодействий стало разумно вести другим путем — путем минимальных расширений стандартной модели, добавляя к ней новые симметрии и исследуя их возможные проявления при достижимых снизу энергиях. Такой подход поэтапного восстановления симметрий, в известном смысле обратный к подходу Большого объединения, является популярным в настоящее время. При таком подходе наибольший интерес представляют такие модели, которые предсказывают эффекты новой физики, доступные их непосредственной экспериментальной проверке при энергиях действующеих ускорителей и ускорителей ближайшего будущего. Таким образом исследовались правая? С/д (2)-симметрия в лево-право-симметричной 311^(2) х 2) х 11(1) -модели, суперсимметрия в минимальной суперсимметричной модели, модель с двумя хиггсовскими дублетами и др.

К числу таких симметрий, возможно, существующих в природе и способных объединить электрослабое и сильное взаимодействия, относится и четырехцветовая симметрия кварков и лептонов, рассматривающая лептоны как четвертый цвет. Предложенная впервые в работах ПатиСалама [37] в векторном варианте на основе группы эта симметрия привела к предсказанию новых частиц — векторных леп-токварков с массами порядка масштаба Мс нарушения четырёхцветовой симметрии. Впоследствии четырехцветовая симметрия в том или ином контексте обсуждалась в целом ряде работ, которые можно условно разделить на два типа.

Работы первого из них стимулировались идеей Большого объединения и содержали четырехцветовую симметрию как промежуточный этап в схеме нарушения исходной симметрии. При таком подходе масштаб нарушения четырехцветовой симметрии Мс оказывался, обычно, достаточно большим. Так в 50(10) — модели он составляет порядка Мс ~ 1012 ГэВ [38] хотя и может быть понижен до Мс ~ 105 — 106 ГэВ при соответствующей схеме нарушения симметрии [39].

В работах второго типа [40−48] четырехцветовая симметрия рассматривается как некоторая исходная симметрия, масштаб нарушения которой определяется, главным образом, экспериментальными данными. При таком подходе нижний предел на Мс оказыавется довольно низким и может составлять порядка 1000 ТэВ [44], порядка сотен ТэВ [40−43] и даже может быть понижен до 1 ТэВ при специальном размещении фермионов в 5?7(4) — мультиплетах [45−48].

В общем виде четырехцветовая симметрия кварков и лептонов может быть объединена с симметрией стандартной модели простейшим образом в виде прямого произведения группы четырехцветовой симметрии кварков и лептонов (7С, обычной группы симметрии левых фермионов стандартной модели 5?7ь (2) и дополнительного фактора С/д (1) для правых фермионов.

Срз = 5^(4) х 5^(2) х 5С/Л (2),

0.2)

Зпеш = х Биь (2) х ик (1)

0.3)

При этом группа четырехцветовой симметрии (2С может быть либо векторной группой

Сс = 3иу (4), (0.4) либо иметь левокиральный ЯСЪ (4) х Бин (3) (0.5) или правокиральный, а — ЯСЪ (З) X Бин (4) (0.6) характер, либо быть киральной группой общего вида

Сс = 5СЪ (4)х517д (4). (0.7)

Отметим, что замечательным свойством четырехцветовой симметрии является предсказание для электрических зарядов кварков и лептонов простого выражения ятк = +у +? • (°-8)

II Т где — генераторы группы четырехцветовой симметрии, /2 — генератор группы 5?/?(2) для левых фермионов (73 — матрица Паули) и Ук = ±1 — гиперзаряд верхних и нижних правых фермионов. Выражение (0.8) воспроизводит заряды кварков и лептонов, при этом дробность электрических зарядов для кварков при их целочисленности для г р лептонов естественно обеспечивается генераторами группы четырехцветовой симметрии. Последнее обстоятельство может являться своего рода сигналом о существовании в природе четырехцветовой симметрии между кварками и лептонами. Отметим также, что последнее слагаемое в (0.8) при существовании в природе 5С/д (2)-симметрии правых фермионов может интерпретироваться как соответствующая третья проекция изоспина правых фермионов.

Прямым следствием четырехцветовой симметрии является предсказание в калибровочном секторе новых частиц — 5'С/с (3)-цветовых триплетов калибровочных лептокварков с электрическим зарядом ±2/3 и при киральном характере четырехцветовой симметрии) 5С/с (3)-октета аксиально-векторных глюонов, а также одного или двух дополнительных нейтральных ^'-бозонов. В первом случае векторной группы (0.4) четы-рехцветовая симметрия предсказывает в калибровочном секторе 5, С/с (3)-цветовой триплет векторных лептокварков V и один дополнительный Z/-бoзoн, во втором (третьем) случае — триплет левых (правых) кираль-ных лептокварков Уь (Vд), 5С/с (3)-октет аксиально-векторных глюонов и один ^'-бозон, в четвертом случае — триплеты левых и правых ки-ральных лептокварков Vе, ?'С/с (3)-октет аксиально-векторных глюонов и два ^'-бозона. В последнем случае возможно смешивание левых и правых киральных лептокварков с образованием смешанных лепто-кварковых состояний (при максимальном смешивании — векторных и аксиально-векторных лептокварков). Все указанные новые калибровочные частицы приобретают массы в результате спонтанного нарушения четырехцветовой симметрии.

В литературе известны нижние ограничения на массы векторных лептокварков. Наиболее сильными из них являются косвенные ограничения, следующие из ненаблюдения распадов типа К£ —> ^ё*. Зти ограничения являются достаточно высокими, составляя (при отсуствии фермион-ного смешивания) порядка 103 ТэВ [49−51]. Такие тяжелые лептокварки могут лишь весьма слабо влиять на физику при энергиях порядка 1 ТэВ'. По этой причине принято считать, что эффекты четырёхцветовой симметрии кварков и лептонов при ускорительных энергиях слишком малы, что бы быть непосредственно наблюдаемыми на действующих ускорителях и ускорителях ближайшего будущего.

Следует заметить, однако, что в дополнение к новым калибровочным частицам четырёхцветовая симметрия кварков и лептонов предсказывает также существование новых частиц и в скалярном секторе. Так, при хиггсовском механизме генерации масс кварков и лептонов четырёхцветовая симметрия при её реализации на минимальной группе (0.3), (0.4) (минимальная кварк-лептон симметричная модель (МКЛС-модель) [41,43]) требует существования скалярных частиц, преобразующихся по представлениям (15,2,1) и (1,2,1) группы (0.3), (0.4).

Мультиплеты (15,2,1) и (1,2,1) состоят из 5 скалярных дублетов группы эиь{2): (РгА (*г

Я)' «(°'9) где — два дублета скалярных лептокварков с гиперзарядом стандартной модели — 1 ± 4/3, Р — дублет скалярных глюонов, Ф' -дополнительный бесцветный скалярный дублет и ф (5м) стандартный хиггсовский дублет с вакуумным средним 77, а = 1,2, 3, к — 1,2,., 8 — 5С/с (3)-цветовые индексы. Скалярные дублеты (0.9) имеют электрические заряды соответственно. Все эти скалярные дублеты необходимы для генерации масс фермионов, обеспечивая расщепления масс кварков и лептонов с помощью механизма Хиггса, включая такие большие расщеплений масс, как Ъ — ти Ъ — г/г-расщепления.

Отметим, что скалярные лептокварки общего вида были впервые феноменологически введены и систематизированы в работе [52] и затем рассматривались в ряде работ (см. обзоры [53,54]), а 5?/с (3)-октеты скалярных частиц рассматривались с другой мотивировкой в недавних работах [55−59]. Нижний экспериментальный предел на массы скалярных лептокварков, следующий из их прямых поисков на Тэватроне, составляет около 250 ГэВ или несколько ниже в зависимости от дополнительных предположений о характере их взаимодействия с фермионами первого, второго и третьего поколений [23]. Что касается косвенных ограничений на массы скалярных лептокварков то они зависят от величины констант связи скалярных лептокварков с фермионами, которые при феноменологическом подходе остаются неопределенными, так что из экспериментальных данных в этом случае следуют лишь ограничения на отношения этих констант к массам лептокварков.

В отличие от этого юкавские константы связи скалярных дублетов (0.9) с фермионами вследствие своего хигсовского происхождения оказываются пропорциональными отношениям гп//г] масс фермионов т,/ к вакуумному среднему СМ 77, и, следовательно, характерные величины этих констант известны (с точностью до параметров смешивания). Это дает возможность количественных оценок возможных вкладов таких частиц в наблюдаемые величины в зависимости от масс этих частиц. При этом юкавские константы связи этих скалярных дублетов оказываяют-ся естественно малыми для обычных и-, d-, s-кварков (mu/rj ~ md/rj ~ 10−5,ms/?7 ~ Ю-3) и лептонов, более существенными для тяжелых си 6-кварков (mc/r] ~ шъ/г] ~ 10~2) и особенно значительными для t-кварка (mt/ri ~ 0.7).

Вследствие этого вклады таких скалярных дублетов в процессы с обычными кварками малы и ограничения на их массы из текущих экспериментальных данных оказываются относительно слабыми. Так, скалярные лептокварки в отличие от векторных) и скалярные глюоны F могут быть относительно легкими, с массами ниже 1 ТэВ, без противоречий с данными по 5, Г, U—параметрам радиационных поправок [60−63] и по К£ ?м^е41 распадам [64−66].. При массах порядка и ниже 1 ТэВ такие скалярные частицы могут приводить к эффектам четырехцвето-вой симетрии, доступным для наблюдения уже при энергиях будущих ускорителей (типа LHC или ILC). В частности, будучи цветными объектами группы SUC (3), скалярные лептокварки S^ и скалярные глюоны F могут парно рождаться в рр-столкновениях через слияние глюонов и, частично, через аннигиляцию кварк-антикварковых пар. При массах ниже 1 ТэВ сечения рождения скалярных лептокварков [67, 68] и, по-видимому, скалярных глюонов оказываются достаточными для эффективного рождения этих частиц на LHC и поиски таких частиц на LHC представляли бы интерес. Кроме возможности своего прямого рождения на LHC скалярные лептокварки S^ и скалярные глюоны F при своих относительно малых массах (порядка или ниже 1 ТэВ) могут приводить и к другим эффектам четырёхцветовой симметрии, доступным для наблюдения при энергиях будущих ускорителей.

Настоящая диссертация посвящена исследованию возможных эффектов четырёхцветовой симметрии кварков и лептонов при высоких и при умеренных (достижимых на действующих и будущих ускорителях типа LHC или ILC) энергиях, а также некоторых эффектов 5?7с (3)-цветовой симметрии кварков в физике тяжелых кваркониев.

Диссертация состоит из введения, восьми глав, заключения и списка литературы.

Основные результаты диссертации опубликованы в тридцати пяти статьях [40−43,60−66,69,74,76−78,80,90−92,118−120,126,145,146,151−153, 170,174,175,182−184], в числе которых 20 статей — в ведущих рецензируемых российских и международных журналах и 15 статей — в материалах российских и международных конференций.

Автор благодарит А. Я. Пархоменко, А. В. Поварова, П. Ю. Попова, в соавторстве с которыми выполнена часть работ, за плодотворное сотрудничество. Автор благодарит академика РАН С. С. Герштейна, академика РАН В. А. Рубакова, члена-корреспондента РАН Л. Н. Липатова, доктора физико-математических наук В. В. Киселева, доктора физико-математических наук Э. Э. Бооса за интерес к работе, полезные обсуждения и поддержку.

Заключение

В настоящей диссертации рассмотрен один из вариантов новой физики за пределами Стандартной Модели, основанный на четырёхцветовой симметрии между кварками и лептонами, и исследованы возможные эффекты этой симметрии при высоких и умеренных (достижимых на действующих и будущих ускорителях) энергиях, а также некоторые эффекты 5С/с (3)-цветовой симметрии кварков в физике тяжелых кваркониев.

В диссертации представлены следующие результаты:

1. Сформулирована минимальная кварк — лептон — симметричная модель объединенного описания электрослабого и сильного взаимодействий, содержащая четырехцветовую кварк — лептонную симметрию с хиггсовским механизмом расщепления масс кварков и лепто-нов (МКЛС-модель).

Модель основана на калибровочной группе 5С/у (4) х 5С/х,(2) х С/д (1) и в дополнение к известным калибровочным полям стандартной модели предсказывает минимально необходимое число новых калибровочных полей: 5[/с (3)-цветовой триплет векторных лептокварков V с электрическим зарядом 2/3 и дополнительный нейтральный ^'-бозон. Описаны взаимодействия калибровочных полей с кварками и лептонами, рассмотрены предсказываемые моделью соотношения между массами калибровочных полей.

Дано описание скалярного сектора модели и найдены взаимодействия предсказываемых моделью (в дополнение к стандартному хиггсовскому дублету Ф⁵″ ^) дублетов скалярных лептокварков скалярных глюонов и дополнительного скалярного дублета Фц с кварками и лептонами. Исследованием асимптотики амплитуд с продольными лептокварками показана роль указанных дублетов в подавлении нежелательного роста этих амплитуд при больших энергиях при наличии четырехцветовой симметрии векторного типа с хиггсовским механизмом расщепления масс кварков и лептонов.

Получены выражения для юкавских констант связи скалярных дублетов с фермионами через отношения масс кварков и лептонов к вакуумному среднему стандартной модели и параметры смешивания модели. В силу своего хиггсовского происхождения указанные

I? I константы оказываются естественно малыми для обычных кварков и лептонов, более заметными для тяжелых с-, 6-кварков и особенно значительными для ¿—кварка. Это дает с учетом имеющейся также связи трех калибровочных констант модели с известными константами электромагнитного, слабого и сильного взаимодействий возможность количественных оценок эффектов четырехцветовой симметрии в зависимости от масс предсказываемых ею новых скалярных и калибровочных частиц.

2. Исследованы вклады скалярных дублетов МКЛС-модели в радиационные поправки с использованием формализма 5-, Т-, V-параметров радиационных поправок Пескина-Такеучи. Вычислены и пронализированы вклады в Т, ¿-/-параметры от дублетов скалярных лептокварков и скалярных глюонов рассматриваемой модели.

Показано, что найденные при этом вклады в Ти ¿-/-параметры от рассматриваемых скалярных дублетов (в отличие от соответствующих вкладов стандартных фермионных дублетов) не являются положительно определенными вследствие смешивания скалярных лептокварков и вследствие расщепления масс нейтральных компонент скалярных глюонов. Эти два эффекта приводят к возможности вза-I имного сокращения указанных вкладов и, как следствие, к уменьшению результирующего вклада от рассматриваемых скалярных дублетов в 5'-, Т-, ¿-/-параметры, что в результате дает возможность ослабления ограничений на массы этих частиц. I Проведено сравнение рассмотренных вкладов с экспериментальными данными по 5, Т, ?/ и показано, что данные по 5, Т, II допускают существование относительно легких скалярных лептокварков и скалярных глюонов (с массами ниже 1 ТэВ), при этом наличие таких легких частиц может улучшать (по сравнению с СМ) согласие модели с данными по 5, Т, С/ и ослабляет имеющееся в СМ верхнее ограничение на массу хиггсовского бозона.

3. Рассмотрены индуцируемые калибровочными и скалярными леп-токварками лептонные распады К£- и В°-мезонов вида К = е±-,^иВЧ I? = е±-, т*

Вычислены и проанализированы вклады в ширины рассматриваемых распадов от векторного и скалярных лептокварков МКЛСмодели и от киральных калибровочных лептокварков, предсказываемых четырехцветовой симметрией кирального типа.

Из текущих экспериментальных данных по распадамЛ е^/^ и В0 -У е^т* получены ограничения (3.72), (3.73), (3.78), (3.79) на массы калибровочных (векторного и кирального) лептокварков с возможностью их ослабления возможной малостью соответствующих параметров фермионного смешивания.

Из экспериментальных данных по распадам Кл ёполучены ограничения (3.75), (3.76) на массы скалярных лептокварков, которые оказываются существенно слабее ограничений на массы калибровочных лептокварков, порядка или ниже существующих нижних пределов на массы скалярных лептокварков из их прямых поисков.

Отмечена целесообразность дальнейших поисков распадов В°-мезона вида В0 —^ = е±,(х±, т± для получения из них новых ограничений на массы лептокварков с учетом фермионного смешивания общего вида.

4. Исследованы фермионные и слабые распады дублетов скалярных лептокварков и скалярных глюонов, предсказываемых минимальной моделью с четырехцветовой симметрией и хиггсовским расщеплением масс кварков и лептонов.

Показано, что среди всех возможных фермионных распадов скалярных лептокварков и скалярных глюонов наиболее вероятными являются распады (4.16), (4.30) с рождением кварков третьего поколения. В случае, когда расщепление масс внутри скалярных дублетов Ат меньше массы — бозона (Дт < ту/), указанные моды являются доминирующими с близкими к единице относительными вероятностями и ширинами (при массах распадающихся частиц ниже 1 ТэВ) порядка нескольких ГэВ.

В случае Ат > ту наряду с указанными фермионными распадами возможны и слабые распады (4.41) с ширинами порядка нескольких ГэВ, т. е. сопоставимыми с ширинами фермионных распадов.

Показано, что при т£ < т^ доминирующими распадами скалярных лептокварков являются распады (4.52) с рождением с- (или Ь-) кварка и заряженого лептона или нейтрино.

Поиски рассмотренных распадов на ЬНС и Тэватроне представляют интерес.

5. Рассмотрены редкие распады ¿—кварка вида? —>? —> с ¿-/у щ, индуцируемые дублетами скалярных лептокварков, предсказываемыми четырехцветовой симметрией с хигсовским механизмом расщепления масс кварков и лептонов.

Вычислены парциальные ширины Г (£ —и Г (£ —у^) этих распадов и найдены полные ширины (5.24), (5.32) заряженной лептонной моды Г (£ —с1+> 1~) = —> и нейтринной моды Г (£ —> су' и) = •к Г (£ —сщ щ) в независимом от фермион-ного смешивания виде.

Показано, что соответствующие найденным ширинам относительные вероятности (5.36), (5.37) при допустимых значениях масс скалярных лептокварков и угла Ф^-Ф^ - смешивания могут быть порядка 10~5. Эти значения относительных вероятностей близки к ожидаемой чувствительности ЬНС к этим распадам, и поиски распадов? —,? —с У] Ри на ЬНС представляют интерес.

Показано также, что при легком (т3(+) < т¿-) скалярном лептокварке индуцируемые им распады ¿—кварка на пары заряженных лептонов могут значительно усиливаться и могли бы проявлять себя (например, в дилептопных событиях) и на Тэватроне.

6. Вычислены вклады дублетов скалярных лептокварков в сечения <�Тд д процессов е+е~ —> рождения кварк-антикварковых пар в е+е~- аннигиляции в рамках минимальной модели с четырехцветовой симметрией кварков и лептонов. Проведен анализ указанных сечений в зависимости от масс скалярных лептокварков и параметров фермионного смешивания в интервале энергий сталкивающейся е+е~ пары л/я = 200 — 1000 ГэВ.

Показано, что вследствие специфики взаимодействия дублетов скалярных лептокварков с фермионами указанные вклады наиболее сутцественны для процессов с рождением ?— кварка. В частности, при массе скалярного лептокварка тм+) ~ 250 —500 ГэВ и параметре смешивания ^ ~ 1.0 в интервале энергий л/в = 400 — 1000 ГэВ сечение а^ рождения Ыпары может составлять порядка нескольких пикобарн и заметно превышать соответствующее сечение сг^" ^ Стандартной Модели.,

В отличие от этого оценки, полученные для. сечения ац процесса рождения? с-пар (отсутствующего в древесном приближении в СМ) и для вкладов: скалярных лептокварков Д<�тсс5 А<�т^ в сечения <�тсс, (ТЪ1 составляют в рассматриваемой области, энергиймасс и параметров смешивания, порядка сг^ ~ 10~4 пбн, Дсгсс, АсгЬ1< 10~5 пбн, что значительно меньше имеющихся экспериментальных ошибок в измерении этих сечений:

Полученные результаты, в. частности, оценки сечения сг^ с учетом вкладов скалярных: лептокварков могут представлять интерес для обсуждаемых в литературе проектов типа 1ЬС.

7. Исследованы свойства дополнительного ^'-бозона, предсказываемого четырехцветовой кварк-лептонной симметрисй векторного типа.

Получено ограничение на массу ^'-бозона из предсказывемого моделью соотношения между массами калибровочных полей и текущего значения параметра ро стандартной модели и составляющее тг' > 480 ГэВ—740 ГэВ для масштаба нарушения цветовой ЭЛу (4)-симметрии Мс = 10 ТэВ — 105 ТэВ.

Показано, что из текущих экспериментальных данных по сечению рождения лептонных пар на ЬЕР2 на массу ^'-бозона следует более сильное ограничение тг> > 1.4 ТэВ.

Рассмотрены характерные особенности констант связи ^'-бозона с фермионами и его фермиониых распадов в МКЛС-модели в сравнении с предсказаниями Е$- и ЬЫ-моделей. Найдено характерное соотношение (7.11) для констант связи ^'-бозона с фермионами, являющееся прямым следствием: четырехцветовой симметрии. Показано. что МКЛС-модель дает в 2−3 раза большее1 по сравнению с Ее~ и ЬЯ-моделями значение векторной лептоннойжонстанты, относительно большие лептоиные ширины и малое отношение адронной и лептонной ширин.

Указанные особенности вызваны характерным взаимодействием 2″ '-бозона с фермионами, обусловленным четырехцветовой симметрией кварков и лептонов, и при их экспериментальном обнаружении могут рассматриваться как проявление этой симметрии в распадах ^'-бозона.

8. Рассмотрены особенности в спектре масс тяжелых кваркониев, обусловленные калибровочной 5'С/с (3)-симметрией.

Найдены относительные расщепления (8.29) Р—уровней тяжелого кваркония, обусловленные (независимо от вида удерживающего потенциала) пертубативным кулоновским потенциалом одноглюон-ного обмена. Показано, что эти расщепления с точностью (10−20) % согласуются с данными по расщеплениям Р—уровней в боттомонии, что является аргументом в пользу доминирующей роли одноглюон-ного обмена в структуре спиновых поправок в боттомонии.

В рамках простой потенциальной модели предсказан интервал значений (8.45) массы основного связанного состояния бс-системы в согласии с последовавшими затем в литературе более точными расчетами и экспериментальным измерением массы?? с-мезона.

Иследованы особенности в спектре масс и в радиационных переходах в тяжелой (36-системе. Найдены относительные расщепления (8.63) Р—уровней и ширины (8.68), (8.69) Ш-переходов в фб-системе в зависимости от отношения масс составляющих ее 6-и более тяжелого С}- кварков. Указано на возможность дублетной структуры Р—уровней ОЪ-системы и на возможность определения расщепления п5-уровней по электродипольным переходам. Получены оценки для расщеплений уровней (порядка 10 МэВ) и ширин £'1-переходов (порядка нескольких кэВ) в (^б-системе, свидетельствующие о принципиальной наблюдаемости этих особенностей в спектроскопии фб-мезонов.

9. Исследованы угловые и энергетические распределения кварков и глюонов и эффекты масс конечных кварков в многочастичных распадах тяжелых кваркониев.

Найдена дифференциальная вероятность трехглюонного распада тяжелого паракваркония и указано на эффект преимущественного рождения в данном распаде жестких глюонов с малыми углами разлета. Этот эффект «коллинеаризации» глюонных струй (как и сама возможность такого распада) является прямым следствием цветовой неабелевой структуры трехглюонного взаимодействия в КХД.

Рассмотрены распады тяжелого паракваркония на глюон и кварк-антикварковую пару и тяжелого ортокваркония на кварк — анти-кварковую пару и два глюона с учетом масс конечных кварков. Показано, что в этих распадах имеет место коллинеарное усиление рождения легких кварк — антикварковых пар йи: М, ее, за исключением распадов боттомония щ ссд и Т-У седд с рождением сс-пары, в которых этот эффект отсутствует вследствие сравнительно большой массы с-кварка.

Найдена полная ширина кварк-глюонного распада тяжелого паракваркония как функция масс конечных кварков (8.88) и получены относительные вероятности таких распадов для г]си туь-мезонов в зависимости от масс конечных кварков. При текущих значениях токовых масс еи с-кварков вычислена относительная вероятность Вг (г]с $зд) (8.92) распада г]с Шэд в хорошем согласии с текущим экспериментальным значением суммарной относительной вероятности Вг (г)с КК + X) (8.93) распадов парачармония вида т]с —> К К + X. Получены также относительные вероятности Вг (г)ъ ссд) и Вг (т)1, ёвд), которые могут быть также хорошим приближением для относительных вероятностей распадов паработ-томония вида щ —> ОБ + X и щ К К + X соответственно.