ГЛЭШОУ-ВАЙНБЕРГА-САЛАМА МОДЕЛЬ, СТАНДАРТНАЯ МОДЕЛЬ ЭЛЕКТРОСЛАБЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ

последовательная теория, единым образом описывающая слабые и электромагнитные взаимодействия элементарных частиц. Г.-В.-С. м. в настоящее время хорошо согласуется с многочисленными экспериментальными данными. Эта модель включает в себя прежнюю 4-фермионную $(V-A)$-теорию слабых взаимодействий в качестве своего низкоэнергетич. предела, а также квантовую электродинамику. Помимо объединения слабых и электромагнитных взаимодействий модель предсказала существование нового физич. явления - нейтральных токов, то есть процессов, обусловленных обменом нейтральным тяжелым векторным бозоном (напр., процесса $V_{\mu} N \rightarrow V_{\mu} X$). Это явление было обнаружено в экспериментах на ускорителе ЦЕРН в 1973, что послужило сильным аргументом в пользу Г.-В.-С. м. Другим подтверждением этой модели стало открытие в 1983 промежуточных векторных $W$- и $Z$-бозонов в протон-антипротонных соударениях на ускорителе ЦЕРН, а также совпадение их измеренных характеристик с предсказаниями теории. За работы (см. [1]) по созданию модели Ш. Глэшоу (S. Glashow), С. Вайнбергу (S. Weinberg) и А. Саламу (A. Salam) присуждена Нобелевская премия 1979 года. Модель Г.-В.-С. м. строится в три этапа. 1) Задаются исходные поля (векторные, спинорные и скалярные). Записывается лагранжиан взаимодействия этих полей, симметричный относительно поворотов из группы $S U(2) \times U(1)$, причем углы этих поворотов не постоянны, а меняются от точки к точке (такие повороты называются локальными калибровочными преобразованиями). Особенность таких преобразований состоит в том, что, действуя на векторные поля, они не только поворачивают их, но еще и сдвигают. Другой особенностью лагранжиана является вид самодействия скалярных полей (так наз. потенциал Хиггса, минимум его расположен не в точке 0). 2) Делается переход от исходных полей к физическим. Такой переход вызван двумя причинами. Во-первых, не всем компонентам калибровочного поля отвечают физич. степени свободы (напр., в случае простейшего калибровочного поля - электромагнитного - имеются 4 компоненты и лишь две физич. степени свободы фотона). Во-вторых, исходные поля нельзя считать физическими из-за смещенного минимума потенциала (напр., исходное скалярное поле с потенциалом Хиггса нефизическое и потому имеет мнимую массу). 3) Исходный лагранжиан переписывается в терминах новых, теперь уже физич. полей, к-рым сопоставляются известные частицы (кварки, лептоны, фотон и промежуточные бозоны). При этом он оказывается инвариантным лишь относительно локальных калибровочных преобразований, отвечающих электромагнитной $U(1)$-симметрии. Из четырех исходных калибровочных полей лишь фотон остается безмассовым, тогда как три других векторных бозона становятся тяжелыми. Этапы 2) и 3) обычно называют эффектом спонтанного нарушения калибровочной $S U(2) \times U(1)$-симметрии (см. в этой связи работу [2], где приведены аргументы в пользу альтернативной точки зрения о невозможности спонтанного нарушения локальной калибровочной симметрии). Полный вид лагранжиана Г.-В.-С. м. в терминах исходных полей и в базисе физич. полей не приводится из-за его громоздкости. В применении к низкоэнергетич. слабым процессам Г.-В.-С. м. дает те же результаты, что и старая 4-фермионная $(V-A)$-теория слабых взаимодействий (если отвлечься от существования нейтральных токов). Однако если в прежней теории можно было проводить вычисления физич. величин лишь в низшем порядке теории возмущений (свойство, называемое неперенормируемостью), то рассматриваемая теория является перенормируемой, то есть позволяет рассчитывать высшие поправки к вероятностям любых процессов. Величины нек-рых из них можно измерить в прецизионных экспериментах. Основные направления экспериментальных исследований по проверке Г.-В.-С. м. таковы. 1) Измерение сечений процессов упругого рассеяния нейтрино и антинейтрино $\left(v_{e}, \bar{v}_{e}, v_{\mu}, \bar{v}_{\mu}\right)$ на электроне, а также различных процессов рассеяния нейтрино на нуклонах (упругое, глубоконеупругое и др.), обусловленных слабыми нейтральными токами. 2) Измерение $p$-нечетных асимметрий в $e D$-рассеянии (право-левая поляризованная асимметрия) в аннигиляции $e^{+} e^{-} \rightarrow \mu^{+} \mu^{-}$или $\tau^{+} \tau^{-}$(асимметрия вперед-назад), измерение эффектов нарушения четности в атомах. Все эти эффекты обусловлены интерференцией слабого нейтрального и электромагнитного токов. 3) Измерение характеристик $W^{ \pm}$- и $Z$-бозонов (масс, ширин распада и др.). 4) Изучение различных слабых распадов с целью извлечь значения углов смешивания Кобаяши - Маскавы и проверить механизм нарушения $C P$-инвариантности и т. д. 5) Поиски $t$-кварка и хиггсовского бозона. 6) Поиски явлений «вне стандартной модели» (то есть требующих для своего описания расширения или модификации Г.-В.-С. м.): измерение массы нейтрино, поиски нейтринных осцилляций и несохранение лептонного числа; поиски новых калибровочных бозонов, тяжелых кварков и лептонов, поиски внутренней структуры у кварков и лептонов, существование суперсимметричных партнеров частиц и т. д. В настоящее время одной из наиболее важных проблем является экспериментальное обнаружение хиггсовского бозона, масса к-рого, к сожалению, не предсказывается Г.-В.-С. м. Ряд аргументов указывает на то, что этот бозон должен быть тяжелее нескольких ГэВ, однако с уверенностью можно утверждать лишь, что $M_{H} \geqslant 14$ МэВ. Поиски хиггсовского бозона осложняются еще и тем, что его взаимодействие с нуклонами и электронами весьма слабо, поэтому его следует искать в процессах распада тяжелых частиц (напр., $Z$-бозона или $b$-кварка). Несмотря на отличное согласие с опытом, Г.-В.-С. м. все же не может считаться вполне удовлетворительной по ряду причин: никак не фиксируется Вайнберга угол, один из важнейших параметров теории, никак не объясняются структура и количество поколений и спектр масс фермионов, нельзя естественным образом решить проблему калибровочной иерархии (то есть огромную разницу в масштабах масс хиггсовского бозона и планковской) и др. Стремление преодолеть эти недостатки вызвало к жизни новые направления исследований, ставящих своей целью включить Г.-В.-С. м. в рамки более широкой теории, позволяющей решать нек-рые из указанных проблем. Примерами таких расширенных теорий могут служить великого объединения модели, модели так наз. техницвета, суперсимметричные, супергравитационные и суперструнные теории, модели с составными частицами и др. Вопрос о справедливости нек-рых из этих моделей, возможно, будет в течение ближайшего времени решен вводом в строй новых мощных ускорителей частиц. Лит.: [1] Glashow S., «Nucl. Phys.», 1961, v. 22, p. 579-88; [2] Weinberg S., «Phys. Rev. Lett.», 1967, v. 19, p. 1264-66; [3] Salam A., Elementary particle theory, L., 1968, p. 367-77; [4] Власов В. В. и др., «Физика элементарных частиц и атомного ядра», 1987, т. 18, с. 5-38; [5] Abers E., Lee B., «Phys. Rep.», 1973, v. 9C, p. 1-141; [6] Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981. А. Ю. Игнатьев.

последовательная теория, единым образом описывающая слабые и электромагнитные взаимодействия элементарных частиц. Г.-В.-С. м. в настоящее время хорошо согласуется с многочисленными экспериментальными данными. Эта модель включает в себя прежнюю 4-фермионную $(V-A)$-теорию слабых взаимодействий в качестве своего низкоэнергетич. предела, а также квантовую электродинамику. Помимо объединения слабых и электромагнитных взаимодействий модель предсказала существование нового физич. явления - нейтральных токов, то есть процессов, обусловленных обменом нейтральным тяжелым векторным бозоном (напр., процесса $V_{\mu} N \rightarrow V_{\mu} X$). Это явление было обнаружено в экспериментах на ускорителе ЦЕРН в 1973, что послужило сильным аргументом в пользу Г.-В.-С. м. Другим подтверждением этой модели стало открытие в 1983 промежуточных векторных $W$- и $Z$-бозонов в протон-антипротонных соударениях на ускорителе ЦЕРН, а также совпадение их измеренных характеристик с предсказаниями теории. За работы (см. [1]) по созданию модели Ш. Глэшоу (S. Glashow), С. Вайнбергу (S. Weinberg) и А. Саламу (A. Salam) присуждена Нобелевская премия 1979 года. Модель Г.-В.-С. м. строится в три этапа. 1) Задаются исходные поля (векторные, спинорные и скалярные). Записывается лагранжиан взаимодействия этих полей, симметричный относительно поворотов из группы $S U(2) \times U(1)$, причем углы этих поворотов не постоянны, а меняются от точки к точке (такие повороты называются локальными калибровочными преобразованиями). Особенность таких преобразований состоит в том, что, действуя на векторные поля, они не только поворачивают их, но еще и сдвигают. Другой особенностью лагранжиана является вид самодействия скалярных полей (так наз. потенциал Хиггса, минимум его расположен не в точке 0). 2) Делается переход от исходных полей к физическим. Такой переход вызван двумя причинами. Во-первых, не всем компонентам калибровочного поля отвечают физич. степени свободы (напр., в случае простейшего калибровочного поля - электромагнитного - имеются 4 компоненты и лишь две физич. степени свободы фотона). Во-вторых, исходные поля нельзя считать физическими из-за смещенного минимума потенциала (напр., исходное скалярное поле с потенциалом Хиггса нефизическое и потому имеет мнимую массу). 3) Исходный лагранжиан переписывается в терминах новых, теперь уже физич. полей, к-рым сопоставляются известные частицы (кварки, лептоны, фотон и промежуточные бозоны). При этом он оказывается инвариантным лишь относительно локальных калибровочных преобразований, отвечающих электромагнитной $U(1)$-симметрии. Из четырех исходных калибровочных полей лишь фотон остается безмассовым, тогда как три других векторных бозона становятся тяжелыми. Этапы 2) и 3) обычно называют эффектом спонтанного нарушения калибровочной $S U(2) \times U(1)$-симметрии (см. в этой связи работу [2], где приведены аргументы в пользу альтернативной точки зрения о невозможности спонтанного нарушения локальной калибровочной симметрии). Полный вид лагранжиана Г.-В.-С. м. в терминах исходных полей и в базисе физич. полей не приводится из-за его громоздкости. В применении к низкоэнергетич. слабым процессам Г.-В.-С. м. дает те же результаты, что и старая 4-фермионная $(V-A)$-теория слабых взаимодействий (если отвлечься от существования нейтральных токов). Однако если в прежней теории можно было проводить вычисления физич. величин лишь в низшем порядке теории возмущений (свойство, называемое неперенормируемостью), то рассматриваемая теория является перенормируемой, то есть позволяет рассчитывать высшие поправки к вероятностям любых процессов. Величины нек-рых из них можно измерить в прецизионных экспериментах. Основные направления экспериментальных исследований по проверке Г.-В.-С. м. таковы. 1) Измерение сечений процессов упругого рассеяния нейтрино и антинейтрино $\left(v_{e}, \bar{v}_{e}, v_{\mu}, \bar{v}_{\mu}\right)$ на электроне, а также различных процессов рассеяния нейтрино на нуклонах (упругое, глубоконеупругое и др.), обусловленных слабыми нейтральными токами. 2) Измерение $p$-нечетных асимметрий в $e D$-рассеянии (право-левая поляризованная асимметрия) в аннигиляции $e^{+} e^{-} \rightarrow \mu^{+} \mu^{-}$или $\tau^{+} \tau^{-}$(асимметрия вперед-назад), измерение эффектов нарушения четности в атомах. Все эти эффекты обусловлены интерференцией слабого нейтрального и электромагнитного токов. 3) Измерение характеристик $W^{ \pm}$- и $Z$-бозонов (масс, ширин распада и др.). 4) Изучение различных слабых распадов с целью извлечь значения углов смешивания Кобаяши - Маскавы и проверить механизм нарушения $C P$-инвариантности и т. д. 5) Поиски $t$-кварка и хиггсовского бозона. 6) Поиски явлений «вне стандартной модели» (то есть требующих для своего описания расширения или модификации Г.-В.-С. м.): измерение массы нейтрино, поиски нейтринных осцилляций и несохранение лептонного числа; поиски новых калибровочных бозонов, тяжелых кварков и лептонов, поиски внутренней структуры у кварков и лептонов, существование суперсимметричных партнеров частиц и т. д. В настоящее время одной из наиболее важных проблем является экспериментальное обнаружение хиггсовского бозона, масса к-рого, к сожалению, не предсказывается Г.-В.-С. м. Ряд аргументов указывает на то, что этот бозон должен быть тяжелее нескольких ГэВ, однако с уверенностью можно утверждать лишь, что $M_{H} \geqslant 14$ МэВ. Поиски хиггсовского бозона осложняются еще и тем, что его взаимодействие с нуклонами и электронами весьма слабо, поэтому его следует искать в процессах распада тяжелых частиц (напр., $Z$-бозона или $b$-кварка). Несмотря на отличное согласие с опытом, Г.-В.-С. м. все же не может считаться вполне удовлетворительной по ряду причин: никак не фиксируется Вайнберга угол, один из важнейших параметров теории, никак не объясняются структура и количество поколений и спектр масс фермионов, нельзя естественным образом решить проблему калибровочной иерархии (то есть огромную разницу в масштабах масс хиггсовского бозона и планковской) и др. Стремление преодолеть эти недостатки вызвало к жизни новые направления исследований, ставящих своей целью включить Г.-В.-С. м. в рамки более широкой теории, позволяющей решать нек-рые из указанных проблем. Примерами таких расширенных теорий могут служить великого объединения модели, модели так наз. техницвета, суперсимметричные, супергравитационные и суперструнные теории, модели с составными частицами и др. Вопрос о справедливости нек-рых из этих моделей, возможно, будет в течение ближайшего времени решен вводом в строй новых мощных ускорителей частиц. Лит.: [1] Glashow S., «Nucl. Phys.», 1961, v. 22, p. 579-88; [2] Weinberg S., «Phys. Rev. Lett.», 1967, v. 19, p. 1264-66; [3] Salam A., Elementary particle theory, L., 1968, p. 367-77; [4] Власов В. В. и др., «Физика элементарных частиц и атомного ядра», 1987, т. 18, с. 5-38; [5] Abers E., Lee B., «Phys. Rep.», 1973, v. 9C, p. 1-141; [6] Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981. А. Ю. Игнатьев.