Praca doktorska. PhD thesis

Transkrypt

1 Praca doktorska Unifikacja stałych sprzężenia oddziaływań cechowania Modelu Standardowego w niektórych jego rozszerzeniach. PhD thesis Unification of gauge coupling constants of the Standard Model in some of its extensions. mgr Paweł Pachołek Uniwersytet Warszawski, Wydział izyki, nstytut izyki Teoretycznej University of Warsaw, aculty of Physics, nstitute of Theoretical Physics Hoża 69, Warszawa, Polska Hoża 69, Warsaw, Poland Pawel.Pacholek@fuw.edu.pl Promotor Supervisor: prof. dr hab. Stefan Pokorski

2 Abstract in English: Streszczenie This PhD thesis is about some models of Grand Unification in Particle Physics. The main idea of Grand Unification is that the gauge group of the Standard Model - SU3 c SU L U Y can be embedded into larger simple group like SU5 or SO0 and all gauge fields of the Standard Model can be embedded into representations of this group. The necessary condition that has to be satisfied in every GUT Grand Unification Theory is the unification of gauge coupling constants of the Standard Model gauge group into one gauge coupling constant of the simple GUT gauge group. n this thesis, we consider the RGE Renormalization Group Equation running and unification of gauge coupling constants of the Standard Model in some of its extensions that can be embedded into some GUT theories. n the first part of the thesis, we consider some supersymmetric models with flavor symmetry that could explain the hierarchy of the fermion masses and elements of the CKM matrix. The flavor symmetry, which is usually U, U, SU or SU3, has to be spontaneously broken by VEVs Vacuum Expectation Values of special fields that are called flavons. The UV-completion of a non-renormalizable theory with flavons contain another fields that are called flavor messengers. These fields, in contrast to flavons, are charged under the Standard Model gauge group, so they have influence on the RGE running of gauge coupling constants. We investigate this influence under assumptions of perturbativity and unification of gauge coupling constants in flavor models, which can be embedded into supersymmetric GUT theories based on SU5 gauge group. n all considered models, there are flavor messengers that are under many aspects similar to Higgs fieldsh u andh d from the MSSM Minimal Supersymmetric Standard Model: they have the same charges under the Standard Model gauge group, they are embeddable into pentaplets 5 and anti-pentaplets 5 of SU5 and they couple in a similar way to Standard Model fermions through the Yukawa couplings. Such models are usually denoted by HUVC Higgs UV Completion. The main results of our investigation in this part of the thesis are lower bounds on masses of flavor messengers coming from the assumptions of perturbativity and unification of gauge coupling constants. We obtain analytic -loop results and numeric -loop results. or two very specific models with SU3 flavor symmetry, we include Yukawa coupling constants in the RGE system. The RGE equations solved numerically in these two models are -loop for gauge coupling constants and -loop for Yukawa coupling constants. We show that -loop constraints are always stronger than -loop ones in all considered models. n the second part of the thesis, we embed a theory with Z gauge boson related to extra U gauge group into a supersymmetric GUT theory based on SO0 gauge group. Two possible sequences of SO0 breaking via VEVs of appropriate Higgs fields are considered. Gauge coupling unification provides constraints on low energy values of two additional gauge coupling constants related to Z interactions with fermions. Our main purpose is to investigate in detail the freedom in these two values due to different scales of subsequent SO0 breaking and unknown threshold mass corrections in the gauge RGEs. These corrections are mainly generated by Higgs representations and can be large because of the large dimensions of these representations. To account for many free mass parameters, effective threshold mass corrections have been introduced. Analytic results that show the allowed regions of values of two additional gauge coupling constants have been derived at -loop level. or a few points in parameter-space that belong to one of these allowed regions -loop running of gauge coupling constants has been compared with more precise running, which is -loop for gauge coupling constants and -loop for Yukawa coupling constants. -loop results have been compared with experimental constraints from electroweak precision tests and from the most recent LHC Large Hadron Collider data. t appears that in the set of theories that can be embedded into GUTs with the SO0 gauge group, the lower bound on the Z mass is close to TeV Teraelectronovolts.

3 Streszczenie po polsku: Tematem tej pracy doktorskiej są pewne teorie Wielkiej Unifikacji w fizyce cząstek elementarnych. Podstawową ideą Wielkiej Unifikacji jest możliwość zanurzenia grupy symetrii cechowania Modelu Standardowego - SU3 c SU L U Y w większą, prostą grupę np. SU5 lub SO0 oraz możliwość zanurzenia wszystkich pól cechowania Modelu Standardowego w reprezentacje tej grupy. Warunkiem koniecznym, który musi być spełniony w każdej teorii Wielkiej Unifikacji ang. Grand Unification Theory - GUT jest unifikacja trzech stałych cechowania Modelu Standardowego do jednej stałej cechowania związanej z prostą grupą Wielkiej Unifikacji. W tej pracy, rozważamy biegnięcie stałych cechowania Modelu Standardowego zdeterminowane przez Równania Grupy Renormalizacji ang. Renormalization Group Equation - RGE oraz unifikację tych stałych w pewnych supersymetrycznych rozszerzeniach Modelu Standardowego, które mogą zostać zanurzone w teorie Wielkiej Unifikacji. W pierwszej części pracy, rozważamy pewne supersymetryczne modele z symetrią zapachową, która może wyjaśnić hierarchię mas fermionów i elementów macierzy CKM Cabibbo- Kobayashi-Maskawa. Symetria zapachowa, najczęściej zadana przez grupę U, U, SU albo SU3, musi zostać spontanicznie złamana przez wartości próżniowe ang. Vacuum Expectation Values - VEVs specjalnych pół nazywanych flawonami ang. flavons. Ultrafioletowe domknięcie ang. Ultra-Violet completion - UV-completion nierenormalizowalnej teorii z flawonami zawiera jeszcze inne pola nazywane zapachowymi messengerami ang. flavour messengers. Pola te, w przeciwieństwie do flawonów, są naładowane względem grupy Modelu Standardowego, więc mają wpływ na biegnięcie stałych cechowania zgodnie z Równaniami Grupy Renormalizacji. Badamy ten wpływ, zakładając przy tym perturbacyjność i unifikację stałych cechowania w tych modelach z symetrią zapachową, które mogą zostać zanurzone w supersymetryczne teorie Wielkiej Unifikacji oparte na grupie symetrii cechowania SU5. We wszystkich rozważanych modelach, występują zapachowe messengery, które pod wieloma względami przypominają pola Higgsa H u i H d z MSSMu ang. Minimal Supersymmetric Standard Model: mają takie same ładunki względem grupy Modelu Standardowego, są zanurzalne w pentaplety 5 i anty-pentaplety 5 grupy SU5 oraz sprzęgają się w podobny sposób do fermionów Modelu Standardowego poprzez sprzężenia Yukawy. Takie modele są zwykle oznaczane skrótem HUVC ang. Higgs Ultra-Violet Completion. Podstawowe wyniki naszych rozważań z tej części pracy to dolne ograniczenia na masy zapachowych messengerów, pochodzące z zakładanej perturbacyjności i unifikacji stałych cechowania. Otrzymujemy zarówno analityczne wyniki -pętlowe jak też numeryczne wyniki -pętlowe. Dla dwóch konkretnych modeli z symetrią zapachową SU3, uwzględniamy w układzie Równań Grupy Renormalizacji stałe sprzężenia Yukawy. Równania te, rozwiązywane numerycznie w owych dwóch modelach, są równaniami -pętlowymi dla stałych cechowania i równaniami -pętlowymi dla stałych sprzężenia Yukawy. Pokazujemy, że -pętlowe ograniczenia są zawsze silniejsze niż ograniczenia -pętlowe we wszystkich rozważanych modelach. W drugiej części pracy 3, zanurzamy teorię z bozonem cechowania Z związanym z dodatkową grupą symetrii cechowania U w supersymetryczną teorią Wielkiej Unifikacji opartą na grupie symetrii cechowania SO0. Rozważamy dwa możliwe schematy spontanicznego łamania grupy SO0 przez wartości próżniowe odpowiednich pól Higgsa. Unifikacja stałych cechowania dostarcza ograniczeń na niskoenergetyczne wartości dwóch dodatkowych stałych cechowania związanych z oddziaływaniem bozonu Z z fermionami. Naszym głównym celem jest szczegółowe zbadanie swobody wartości tych dwóch stałych spowodowanej różnymi skalami kilkustopniowego łamania grupy SO0 i nieznanymi masowymi poprawkami progowymi w Równaniach Grupy Renormalizacji dla stałych cechowania. Poprawki te są generowane przez m. in. reprezentacje Higgsa i mogą być duże z powodu dużej wymiarowości tych reprezentacji. Aby uwzględnić wiele różnych wolnych parametrów, wprowadzamy efektywne masowe poprawki progowe. Wyniki, które pokazują dozwolone obszary wartości dwóch dodatkowych stałych cechowania zostały uzyskane analitycznie w przybliżeniu -pętlowym. Dla kilku punktów w przestrzeni parametrów, które należą do jednego z tych dozwolonych obszarów, -pętlowe biegnięcie stałych cechowania zostało porównane z 3

4 bardziej precyzyjnym biegnięciem, które jest -pętlowe dla stałych cechowania i -pętlowe dla stałych sprzężenia Yukawy. Wyniki -pętlowe zostały porównane z ograniczeniami doświadczalnymi pochodzącymi z precyzyjnych pomiarów elektrosłabych oraz z najnowszych danych z akceleratora LHC ang. Large Hadron Collider. Okazuje się, że w zbiorze teorii, które mogą zostać zanurzone w teorie Wielkiej Unifikacji z grupą symetrii cechowania SO0, dolne ograniczenie na masę bozonu Z jest zbliżone do TeV Teraelektronowolty. 4

5 Spis treści Wprowadzenie 6. Model Standardowy Wielka Unifikacja Supersymetria Symetrie zapachowe w teoriach Wielkiej Unifikacji z grupą SU5 0. Wprowadzenie do rozważanych modeli Model HUVC Perturbacyjność w modelu HUVC Unifikacja w modelu HUVC Model HUVC Perturbacyjność i unifikacja w modelu HUVC Uogólnienie - Modele HUVCN Podsumowanie Zanurzenie teorii z bozonem Z w teorie Wielkiej Unifikacji z grupą SO Modele z grupą U N - formalizm i parametryzacja Związek modeli Z z grupą Wielkiej Unifikacji SO Analityczne, -pętlowe biegnięcie stałych cechowania Prosty schemat odprzęgania pętlowe Równania Grupy Renormalizacji z rozszczepieniem mas ,5-pętlowe biegnięcie stałych cechowania i Yukawy w Przypadku B Porównanie z ograniczeniami doświadczalnymi Podsumowanie Całościowe podsumowanie 66 5 Podziękowania 67 A Wyprowadzenie -pętlowych Równań Grupy Renormalizacji 67 A. Oznaczenia A. Użyte wzory A.3 Przypadek niesupersymetryczny A.3. Wyznaczenie kontrczłonu Z A.3. Wyznaczenie kontrczłonu Z A A.3.3 Wyznaczenie kontrczłonu Z3 A A.3.4 Wyznaczenie kontrczłonu Z 3ab A.3.5 Wyznaczenie funkcji βg A oraz βg ab A.4 Przypadek supersymetryczny A.4. Wyznaczenie kontrczłonu Z A.4. Wyznaczenie kontrczłonu Z A A.4.3 Wyznaczenie kontrczłonu Z3 A A.4.4 Wyznaczenie funkcji βg A oraz βg ab B Równania grupy renormalizacji dla więcej niż jednej grupy cechowania U 93 C Tabele reprezentacji pól kwantowych 95 C. Tabele reprezentacji pól kwantowych w części C. Tabele reprezentacji pól kwantowych w części

6 D Superpotencjały i człony masowe 03 D. Superpotencjały w części D. Superpotencjały i człony masowe proporcjonalne do µ 0 w części E Ograniczenia doświadczalne z CMS 04 Wprowadzenie izyka cząstek elementarnych zajmuje się podstawowymi składnikami materii oraz oddziaływaniami pomiędzy nimi. Jest ona oparta na relatywistycznej, Kwantowej Teorii Pola, w której podstawowymi obiektami są pola kwantowe [], [], [5]. Cząstki elementarne są pewnymi szczególnymi stanami pól kwantowych. Wśród oddziaływań pomiędzy cząstkami polami kwantowymi, które można opisać za pomocą odpowiedniego lagranżjanu, szczególną rolę odgrywają oddziaływania związane z pewną lokalną symetrią lagranżjanu nazywaną symetrią cechowania [], [3], [5]. Jest ona wyrażona przez odpowiednią grupę Liego nazywaną grupą symetrii cechowania. Wszystkie pola kwantowe występują w reprezentacjach tej grupy. Niezmienniczość lagranżjanu względem symetrii cechowania wymaga istnienia pewnych oddziaływań wraz z polami kwantowymi będącymi nośnikami tych oddziaływań. Oddziaływania te są nazywane oddziaływaniami cechowania, a ich nośniki - bozonami cechowania. Bozony cechowania występują zawsze w reprezentacjach dołączonych odpowiednich prostych podgrup grupy symetrii cechowania. W niniejszej, wstępnej części pracy, zostaną przedstawione podstawowe teorie i idee, które zdominowały współczesną fizykę cząstek elementarnych: Model Standardowy, Wielka Unifikacja i Supersymetria. Następnie, w dwóch kolejnych częściach pracy, zostaną przedstawione nowe wyniki uzyskane w konkretnych teoriach, będących rozszerzeniami Modelu Standardowego. Wszystkie rozważane teorie są oparte na Supersymetrii, ale główną motywacją do rozważenia ich w niniejszej pracy jest idea Wielkiej Unifikacji.. Model Standardowy W fizyce cząstek elementarnych od ponad 30 lat podstawową teorią opisującą znane cząstki i oddziaływania pomiędzy nimi jest tzw. Model Standardowy. Niniejszy rozdział pracy z konieczności koncentruje się tylko na tych aspektach Modelu Standardowego, które są istotne dla dwóch głównych części pracy. Bardziej szczegółowe informacje na temat tej teorii można znaleźć w wielu książkach takich jak [], [4], [5]. Jednym z fundamentów Modelu Standardowego jest grupa symetrii cechowania SU3 c SU L U Y. Jej prosta podgrupa SU3 c jest związana z oddziaływaniem cechowania, które jest nazywane oddziaływaniem silnym. Podgrupa SU L U Y opisuje natomiast dwa inne oddziaływania cechowania: oddziaływanie elektromagnetyczne i oddziaływanie słabe, które jest przyczyną m.in. rozpadów promieniotwórczych β + i β. Z prostymi podgrupami grupy Modelu Standardowego -SU3 c,su L iu Y są związane stałe sprzężenia zwykle oznaczane odpowiednio przez g 3, g i g. Model Standardowy zawiera następujące pola kwantowe, będące reprezentacjami grupy SU3 c SU L U Y. ermiony Weyla lewo-chiralne: Q i [3,] 6, u Ri [ 3, ] 3, d Ri [ 3, ] 3, Li [,], e Ri [,], gdzie i,,3. Wektorowe bozony cechowania: g [8,]0, W [,3]0, B [,]0 3. Skalarny bozon Higgsa: H [,] 6

7 ermiony występują w trzech generacjach indeksowanych literą i. Gwiazdka, oznaczająca sprzężenie zespolone, została użyta aby przedstawić wszystkie fermiony jako lewo-chiralne. Taka konwencja okaże się przydatna w następnym rozdziale. Dolny prawy indeks R oznacza, że dane pole jest prawo-chiralne bez gwiazdki. Pierwsza liczba w każdym z powyższych nawiasów kwadratowych oznacza wymiar danej reprezentacji względem podgrupy SU3 c, druga liczba oznacza wymiar reprezentacji względem podgrupy SU L, a liczba w nawiasie okrągłym to słaby hiperładunek, czyli wartość własna generatora Y z abelowej podgrupy U Y. Pola Q i, u i R oraz d i R są nazywane polami kwarkowymi, natomiast pola Li i e i R - polami leptonowymi. Cząstki, będące stanami tych pól, są nazywane odpowiednio kwarkami i leptonami. Kwarki podlegają oddziaływaniu silnemu, przenoszonemu przez gluony - g. Oddziaływanie to wiąże kwarki wewnątrz hadronów, nie dopuszczając do pojawienia się kwarków swobodnych. Leptony są singletami grupy SU3 c, więc nie podlegają bezpośrednio oddziaływaniu silnemu i mogą występować jako cząstki swobodne. Bozony cechowania W i B są nośnikami oddziaływań elektromagnetycznych i słabych. Lagranżjan Modelu Standardowego - L SM jest dość skomplikowany i wygodnie jest podzielić go na kilka części: L SM = L gauge kin +L ferm +L Higgs +L Yukawa Część L gauge kin to wyrazy kinetyczne dla bozonów cechowania. Wprowadźmy następujące operatory: µν B = µ B ν ν B µ G α W µν = µ W α ν ν W α µ g f αβγ W β µw γ ν 3 G α gµν = µ g α ν ν g α µ g 3 f αβγ g β µg γ ν 4 W powyższych wzorach indeksy µ,ν to indeksy lorentzowskie, a indeksy α,β,γ numerują generatory odpowiednich prostych podgrup grupy symetrii cechowania oraz związane z nimi bozony cechowania. Wówczas część lagranżjanu L gauge kin można zapisać w następujący sposób: L gauge kin = 4 µν B Bµν 4 3 α= G αµν W Gα W µν 4 8 α= G αµν g G α gµν 5 Niezmienniczość względem symetrii cechowania członów L ferm i L Higgs wymaga wprowadzenia pochodnej kowariantnej D µ, która w Modelu Standardowym jest wyrażona następującym wzorem: 3 8 D µ = µ i Yg B µ + T α g Wµ α + J α g 3 gµ α 6 α= Symbole Y, T α i J α oznaczają generatory grup odpowiednio U Y, SU L i SU3 c występujące w reprezentacji pola, na które działa pochodna kowariantna dla singletów danej grupy odpowiednie generatory są równe zeru. Człon L ferm można zapisać w postaci: α= L ferm = i Ψ γ µ D µ Ψ 7 We wzorze 7 indeks przebiega po piętnastu fermionowych reprezentacjach grupy Modelu Standardowego - Q i, u Ri, d Ri, L i oraz e Ri. Pole Ψ jest reprezentacją lewo-chiralnych spinorów Weyla zapisanych w notacji Diraca. Człon L Higgs można zapisać w postaci: L Higgs = D µ H + D µ H λ H H+ H +m HH + H 8 7

8 Człon L Yukawa wygląda następująco: L Yukawa = Y ij u iτ H T Q i u Rj Y ij d H+ Q i d Rj Y ij e H + L i e Rj + h.c. 9 Stałe sprzężenia Yu ij, Y ij d i Y e ij to stałe sprzężenia Yukawy dla Modelu Standardowego, występujące w trzech generacyjnych macierzach 3 3. W ogólności każde sprzężenie dwóch fermionów z jednym skalarem jest nazywane sprzężeniem Yukawy, a każda występująca w nim stała sprzężenia - stałą Yukawy. Podsumowując, w Modelu Standardowym, podobnie jak w teoriach będących jego rozszerzeniami, mamy trzy podstawowe renormalizowalne rodzaje oddziaływań sprzężeń:. Sprzężenia cechowania. Odpowiadające im stałe sprzężenia będą oznaczane ogólnie literą g. W Modelu Standardowym mamy trzy takie stałe - g 3, g i g.. Sprzężenia Yukawy. Odpowiadające im stałe sprzężenia będą oznaczane ogólnie literą Y. W Modelu Standardowym mamy trzy macierze takich stałych - Yu ij, Y ij d i Ye ij. 3. Sprzężenia 4-skalarne. Odpowiadające im stałe sprzężenia będą oznaczane ogólnie literą λ. W Modelu Standardowym mamy tylko jedną taką stałą - λ H. Jednym z najbardziej istotnych aspektów Modelu Standardowego jest mechanizm Brouta- Englerta-Higgsa, który w dalszej części pracy jest nazywany w skrócie mechanizmem Higgsa. Pole Higgsa H uzyskuje wartość próżniową w minimum potencjału V H = λ H H + H m H H+ H, będącego częścią L Higgs 8. Można łatwo sprawdzić, że minimalizacja tego potencjału prowadzi do następującego wyniku: H + H = m H = v 0 λ H W powyższym wzorze nawias... oznacza wartość próżniową danego pola. Pole H, będące dubletem grupy SU L, można rozpisać na składowe w następujący sposób: [ ] [ ] H+ H +ih H = = H 0 H 3 +ih 4 Pola H, H, H 3 oraz H 4 to pojedyncze, rzeczywiste pola skalarne. Potencjał V H, zapisany jako funkcja tych czterech pól, posiada globalną symetrię SU L SU R. Uzyskiwana wartość próżniowa v jest standardowo umieszczana w polu H 3 - rozpoczynając od dowolnego rozkładu tej wartości pomiędzy pola H, H, H 3 i H 4 można użyć transformacji grupy SU L do przeniesienia jej w całości do pola H 3, które można wówczas zapisać w następujący sposób: H 3 = v +h Rzeczywiste pole h jest fizycznym bozonem Higgsa, który jest identyfikowany z cząstką o masie ok. 5 GeV odkrytą w CERN w 0 roku [33], [34]. Globalna symetria SU L SU R zostaje złamana do symetrii SU v, nazywanej symetrią Custodial, która zachowuje postać H 3 daną wzorem. Trzy pozostałe pola - H, H i H 4 oraz ich kombinacje liniowe są bezmasowe i są nazywane bozonami Goldstone a. Mechanizm Higgsa polega na eliminacji bozonów Goldstona za pomocą lokalnej transformacji cechowania SU L. Trzy stopnie swobody odpowiadające tym bozonom stają się podłużnymi składowymi polaryzacji trzech spośród czterech bozonów cechowania grupy SU L U Y. Te trzy bozony cechowania kombinacje liniowe bozonów B, W, W i W 3 uzyskują w ten sposób masy proporcjonalne do wartości próżniowej v. Grupa cechowania SU L U Y posiada podgrupę zawierającą transformacje, które nie powodują ponownego wygenerowania usuniętych bozonów Goldstone a. Jest ona zwykle oznaczana przez 8

9 U EM lub U Q. Generator tej grupy - Q jest generatorem ładunku elektromagnetycznego wartość własna tego generatora dla danego pola jest ładunkiem elektromagnetycznym tego pola. Według skrótowego i powszechnie stosowanego nazewnictwa grupa symetrii cechowania SU L U Y jest spontanicznie łamana do grupy symetrii cechowania U Q przez wartość próżniową pola Higgsa - v 46 GeV. Generator grupy U Q jest sumą dwóch generatorów grupy SU L U Y. Q = T 3 +Y 3 T 3 jest generatorem grupy SU L, który ma postać diagonalną w działaniu na pole H wyrażone wzorem. Bozon cechowania związany z tym generatorem - W 3 oraz bozon B tworzą dwie kombinacje liniowe, z których jedna jest bezmasowym fotonem oznaczanym przez A Q lub γ, a druga jest bozonem Z 0 o masie v g +g, który jest identyfikowany z fizycznym bozonem Z o masie = 9.876±0.00 GeV [30]. Zależność pomiędzy pierwotnymi bozonami B i W 3, a bozonami A Q i Z 0 wygląda następująco: [ AQ Z 0 ] [ cosθw sinθ = W sinθ W cosθ W ] [ B W 3 Kąt θ W jest nazywany kątem Weinberga i jest on określony przez następujące wzory: sinθ W = g g +g cosθ W = ] 4 g g +g 5 Oprócz bozonu Z 0 masę uzyskują również bozony W + = W + iw oraz W = W iw. Jest ona równa v g = ± 0.05 GeV [30]. Masywne bozony Z 0, W + i W są nośnikami oddziaływania słabego, podczas gdy bezmasowy foton jest nośnikiem oddziaływania elektromagnetycznego. Mechanizm Higgsa jest również odpowiedzialny za nadawanie mas fermionom poprzez sprzężenia Yukawy zawarte w L Yukawa. ermionowe dublety grupy SU L można rozpisać na składowe podobnie, jak pole H: [ ] [ ] uli vli Q i = L i = 6 Wówczas w L Yukawa mamy następujące efektywne człony masowe fermionów: L Yukawa L mas ferm = Y ij u d Li e Li v u Li u Rj Y ij v d Li d Rj Y ij v e Li e Rj + h.c. 7 Jak widać, pola v Li nazywane neutrinami pozostają bezmasowe. Jest to jedno z nielicznych błędnych przewidywań Modelu Standardowego. W części 3 Model Standardowy jest rozszerzony przez teorie, które uwzględniają obserwowane, niezerowe masy neutrin. W celu uzyskania pól fermionowych odpowiadających fizycznym cząstkom należy zdiagonalizować trzy efektywne macierze masy - Yu ij v, Y ij v d oraz Ye ij v poprzez unitarne obroty pól fermionowych w przestrzeni generacyjnej. Obracając w ten sposób całe reprezentacje początkowej grupy symetrii cechowania - Q i, u i R, di R, Li i e i R w szczególności obracając u Li tak samo, jak d Li oraz v Li tak samo, jak e Li można zdiagonalizować tylko dwie spośród trzech efektywnych fermionowych macierzy masy - Yu ij v i Ye ij v albo Y ij v d i Ye ij v. Nie można natomiast zdiagonalizować jednocześnie Yu ij v i Y ij v d. Aby to osiągnąć, trzeba "rozciąć" multiplety Q i, czyli obrócić u Li inaczej niż d Li. Skutkiem ubocznym takiego przejścia do bazy fizycznych pól fermionowych o dobrze zdefiniowanej masie jest pojawienie się dodatkowej macierzy w sprzężeniach fizycznych fermionów do bozonów W ±. Macierz ta jest nazywana macierzą Cabbibo-Kobayashi-Maskawy w skrócie CKM i jest zwykle oznaczana symbolem V CKM. Zapiszmy obroty pól u Li i d Li w następujący sposób: 9 d e

10 u Li = U Lij u Lj d Li = D Lij d Lj 8 Pola u Lj oraz d Lj to lewo-chiralne składowe fizycznych fermionów o ustalonej masie. Wówczas macierz V CKM jest zdefiniowana następującym wzorem: V CKMij = U + Lik D Lkj 9 Choć Model Standardowy odniósł duży sukces i przeszedł pomyślnie wiele weryfikacji eksperymentalnych, jest wiele powodów, dla których fizycy cząstek formułują inne teorie. Jedną z podstawowych motywacji jest omawiana w tej pracy unifikacja oddziaływań. Oprócz znanych oddziaływań, zawartych w Modelu Standardowym, w niektórych teoriach występują też inne oddziaływania, często jeszcze słabsze niż oddziaływanie słabe. Jednym z celów niniejszej pracy jest szczegółowe zbadanie kilku takich teorii z użyciem niestandardowej metody wyznaczania dozwolonego obszaru w przestrzeni parametrów. Taki obszar można porównać z ograniczeniami doświadczalnymi, co w niniejszej pracy również zostało uczynione.. Wielka Unifikacja Skoro Model Standardowy zawiera potwierdzone doświadczalnie łamanie symetrii cechowania, to można przypuszczać, że w przyrodzie istnieją jeszcze inne większe symetrie cechowania, które również są złamane. Dotychczasowy brak eksperymentalnej weryfikacji istnienia takich złamanych symetrii można wyjaśnić zakładając, że skala energii, związana z łamaniem tych symetrii jest istotnie większa niż 00 GeV - skala łamania symetrii elektrosłabej. W takim przypadku dodatkowe symetrie cechowania mogą znajdować się poza zasięgiem dotychczas przeprowadzonych eksperymentów. Teorie Wielkiej Unifikacji zakładają, że grupa Modelu Standardowego - SU3 c SU L U Y jest pozostałością po złamaniu większej grupy - G GUT tak, jak grupa SU3 c U Q jest pozostałością po złamaniu grupy Modelu Standardowego. Szczególnie ciekawa jest sytuacja, w której grupa G GUT jest grupą prostą, ponieważ mamy wtedy tylko jedną fundamentalną stałą cechowania. Oczywiście istnieje nieskończenie wiele grup prostych, zawierających grupę Modelu Standardowego, więc większość konkretnych teorii Wielkiej Unifikacji jest oparta na kilku najmniejszych o najmniejszych wymiarach i rzędach. Grupa Modelu Standardowego ma rząd równy 4, więc jest to też najmniejszy możliwy rząd grupy G GUT. stnieje tylko jedna prosta G GUT o rzędzie 4 - SU5. Pierwsza teoria Wielkiej Unifikacji została sformułowana przez Georgi a i Glashow a w roku 974 [6]. Była ona oparta na grupie SU5 i zawierała możliwie najmniejszą ilość pól kwantowych potrzebnych do odtworzenia Modelu Standardowego jako niskoenergetycznej teorii efektywnej. [ ] d. ermiony: 5 i = Ri, 0 i = L i u Ri Q i e Ri. Wektorowe bozony cechowania: 4 = 3. Skalary: 5 H = [ T H ], 4 H = g H X H X + H W H B H g X X + W B 0

11 Liczby po lewych stronach powyższych równości oznaczają reprezentacje względem grupy SU5. Po prawych stronach tych równości napisano ich rozkład na reprezentacje grupy Modelu Standardowego. Wśród nich są nowe reprezentacje, nie występujące w samym Modelu Standardowym:. Bozony cechowania spoza Modelu Standardowego: X + [ 3,] 5 6, X [3,] 5 6. Skalary spoza Modelu Standardowego: T [3,] 3, gh [8,]0, X H [3,] 5 6, X + H [ 3,] 5 6, WH [,3]0, B H [,]0 Skalar B H uzyskuje wartość próżniową, która łamie grupę SU5 do grupy Modelu Standardowego i nadaje masy bozonom cechowania X + i X. Wartość ta jest wiele rzędów wielkości większa niż wartość próżniowa v z Modelu Standardowego. Pola X H i X+ H są bozonami Goldstone a, a ich stopnie swobody poprzez mechanizm Higgsa stają się podłużnymi polaryzacjami bozonów cechowania odpowiednio X i X +. Unifikacja reprezentacji grupy Modelu Standardowego do reprezentacji grupy SU5 wymaga przeskalowania słabego hiperładunku Y. Jednym z pierwotnych generatorów grupy SU5 jest 3 bowiem generator Ŷ = 5Y. Analogicznie można wprowadzić odpowiednią stałą sprzężenia - 5 g = 3 g 3. Unikamy w ten sposób wprowadzenia liczby 5 do Lagranżjanu, ponieważ g Y = g Ŷ. Jednym z podstawowych warunków unifikacji bezpośrednio do jednej grupy prostej jest istnienie skali energii, przy której trzy stałe sprzężenia g 3, g i g osiągają tę samą wartość. Wartość ta może być wówczas interpretowana jako wartość pojedynczej stałej cechowania związanej z grupą G GUT. Warto zauważyć, że to stała g, a nie g powinna być unifikowana ze stałymi g i g 3. Skala energii, przy której dochodzi do takiej unifikacji stałych cechowania jest potencjalną skalą łamania symetrii G GUT. Niestety w teorii Georgi a i Glashow a taka skala nie istnieje. Przy skali ok GeV tę samą wartość osiągają stałe g i g, ale stała g 3 jest istotnie większa. W teorii tej istnieje tylko jeden swobodny parametr, który może mieć istotny wpływ na biegnięcie stałych cechowania. Jest nim masa trypletu T - M T. Pozostałe pola spoza Modelu Standardowego uczestniczą w procesie łamania symetrii SU5, więc ich masy powinny być zbliżone do ewentualnej skali unifikacji. W przeciwieństwie do nich tryplet T może być istotnie lżejszy, generując poprawki progowe, których nie można zaniedbać przy rozważaniu biegnięcia stałych g, g i g 3 od skali w górę aż do ewentualnej skali unifikacji tych stałych lub do skali, przy której g = g w przypadku braku takiej unifikacji. Można by zatem spróbować dobrać wartość M T w taki sposób, żeby doprowadzić do unifikacji wszystkich trzech stałych cechowania przy tej samej skali. Aby sprawdzić, czy jest to możliwe, należy najpierw ustalić postać Równań Grupy Renormalizacji ang. Renormalization Group Equation - RGE dla Modelu Standardowego. Ogólna postać Równań Grupy Renormalizacji dla stałych cechowania została podana w Appendiksie B. Appendiks A zawiera wyprowadzenie tych równań w przybliżeniu -pętlowym. Równania mają prostszą postać, gdy stałe g A dla A {,,3} zostają zastąpione stałymi α A = g A 4π. W przybliżeniu -pętlowym można wówczas rozwiązać owe równania analitycznie: α A µ x = α A µ y b A π ln µ x i µ y to dwie skale energii takie, że µ x > µ y. Parametry b zostały szczegółowo zdefiniowane w Appendiksie B. Zależą one od indeksów Dynkina uwzględnionych pól kwantowych. Z tego powodu rozwiązanie 0 jest poprawne tylko wtedy, gdy w danej teorii nie ma pól z fizycznymi masami większymi niż µ y, ale mniejszymi niż µ x. Takie pola, odcałkowane dla skal energii mniejszych od ich fizycznych mas, zmieniałyby wartości parametrów b i w ten sposób generowałyby poprawki progowe. µx µ y 0

12 W Modelu Standardowym mamy następujące wartości parametrów b oznaczane dodatkowym górnym indeksem SM - angielski skrót oznaczający Model Standardowy: b SM = 4 0 b SM = 9 6 b SM 3 = 7 Będziemy potrzebowali również warunków początkowych dla stałych cechowania α A. Standardową skalą energii, dla której podawane są początkowe wartości różnych stałych Modelu Standardowego w celu badania ich wysokoenergetycznego biegnięcia, jest masa bozonu Z - = 9.876±0.00 GeV. W pracy [30] podano wartości α 3, sin θ W oraz α EM = α sin θ W przy skali. Można z nich łatwo obliczyć wartości, które będą bezpośrednio używane w całej pracy: α = ± α = ± α 3 = 0.84± Załóżmy teraz, że skalarny tryplet T ma masę M T większą niż i mniejszą niż oczekiwana skala unifikacji, którą będziemy oznaczać symbolemµ. Wówczas wzór 0 zostaje zmodyfikowany przez poprawkę progową pochodzącą od tego trypletu, jeżeli podstawimy µ y = i µ x = µ : α5 µ = α A µ = α A bµ A π ln µ + bt A π ln MT α 5 jest zunifikowaną stałą cechowania grupy SU5. b T A to wkład do parametru b A pochodzący od trypletu T. b µ A to wartość parametru b A przy skali µ, a zatem uwzględniająca tryplet T: b µ A = bsm A +bt A. Wartości bt A są następujące: b T = b T = 0 b T 3 = 45 6 Można teraz wstawić wartości parametrów b do wzoru 3 otrzymując układ równań: α5 µ = α µ = α 37 80π ln µ + 90π ln MT α 5 µ = α µ = α + 9 π ln α5 µ = α3 µ = α3 + 4 π ln µ µ + π ln Rozwiązanie powyższego układu względem M T jest następujące: [ π 958 M T = exp 75 α 990 α 968 ] α 3 MT Podstawiając wartości ze wzoru otrzymuję wynik, który z oczywistych względów jest nie do zaakceptowania: M T = GeV. Otrzymana wartość jest wielokrotnie większa nawet od skali Plancka - M Pl = GeV [30], więc tym bardziej od ewentualnej skali unifikacji µ. Efekty -pętlowe są zbyt małe, aby istotnie poprawić sytuację. Na Wykresie pokazano otrzymane numerycznie -pętlowe biegnięcie stałych cechowania dla M T = 0 0 GeV przy zaniedbaniu stałych Yukawy oraz stałych sprzężeń 4-skalarnych. Rozwiązane numerycznie Równania Grupy Renormalizacji zostały otrzymane ze wzorów podanych w Appendiksie B. Poniżej skali M T = 0 0 rozwiązywane równania nie uwzględniają trypletu T. Wartości stałych cechowania przy skali M T, otrzymane z numerycznego rozwiązania w przedziale skal [,M T ] są w naturalny sposób warunkami początkowymi dla rozwiązania w przedziale skal [M T,µ ]. Skala µ jest formalnie zdefiniowana jako skala, przy której α = α

13 Rysunek : -pętlowe biegnięcie stałych cechowania w teorii Georgi a i Glashow a. Lewa pionowa linia oznacza przyjętą wartość masy trypletu T - M T = 0 0 GeV. Stałe α i α uzyskują tę samą wartość przy skali GeV, która jest oznaczona środkową pionową linią. Prawa pionowa linia pokazuje wartość Masy Plancka - M Pl. Czerwona linia pokazuje, jakie byłoby biegnięcie zunifikowanej stałej α 5, gdyby doszło do unifikacji. 3

14 Zamiast ograniczyć się do stwierdzenia, że przy skali µ nie dochodzi do unifikacji, wprowadzimy parametr, który będzie miarą odchylenia od unifikacji. Będzie on oznaczany symbolem D, a jego definicja jest następująca: D = α 3µ α µ α 3 µ +α µ 9 W teorii Georgi a i Glashow a dla M T = 0 0 GeV otrzymujemy -pętlowo wartość D = Można oczywiście zmieniać wartość D poprzez zmianę wartości M T, ale w bardzo niewielkim zakresie - nie można otrzymać wartości D mniejszej niż dla M T = µ oraz większej niż dla M T =. Tak mała czułość parametru D na wartość M T jest pośrednio widoczna na wykresie. Przy skali M T dochodzi do skokowej zmiany nachylenia linii przedstawiających wartości stałych α i α 3. Zmiana ta jest jednak zbyt mała, aby można ją było zobaczyć na wykresie. Wniosek jest taki, że parametry b T A mające dominujący wpływ na zmianę biegnięcia stałych cechowania są zbyt małe, aby tryplet M T o dopuszczalnej masie mógł doprowadzić do unifikacji stałych cechowania. Poza tym zarówno masa trypletu T, jak i skala unifikacji µ, którą można utożsamić z masą ciężkich bozonów cechowania X, są ograniczone przez efekt, który do tej pory nie był brany pod uwagę - rozpad swobodnego protonu [7]. Według Modelu Standardowego taki proces jest niemożliwy, ale oddziaływania fermionów Modelu Standardowego z bozonami cechowania X umożliwiają jego zajście, podobnie jak sprzężenia Yukawy standardowych fermionów z trypletem T. Średni czas życia protonu musi być wielokrotnie większy niż wiek wszechświata i wynosić co najmniej. 0 9 lat [30]. Rozpad protonu nie został jeszcze zaobserwowany. Dotychczasowe eksperymenty pozwalają ustalić dolne ograniczenie na czas życia protonu i górne ograniczenia na poszczególne szerokości jego rozpadu [30]. Ograniczenia te są z kolei źródłem dolnych ograniczeń na wartość skali unifikacji µ oraz masę trypletu T. W niniejszej pracy ograniczenia wynikające z rozpadu protonu nie będą szczegółowo rozpatrywane. Zostaną uwzględnione jedynie w przybliżeniu poprzez założenie, że bozony cechowania i inne cząstki, które mogą powodować rozpad protonu mają masy większe niż ok. 0 6 GeV. Pokazaliśmy, że pojedynczy tryplet T nie jest w stanie doprowadzić do unifikacji stałych cechowania. Można jednak rozważać teorie, w których dodatkowych pól o masach w przedziale [,µ ] jest więcej i dzięki temu można uzyskać unifikację stałych cechowania. W następnym rozdziale wprowadzimy supersymetrię, która w naturalny sposób przewiduje istnienie takich pól oraz pozwala rozwiązać pewien istotny problem Modelu Standardowego nazywany Problemem Hierarchii..3 Supersymetria Niniejszy rozdział pracy jest dość wybiórczym wprowadzeniem do Supersymetrii. Bardziej szczegółowe informacje na jej temat m in. na temat supersymetrycznego rozwiązania Problemu Hierarchii, łamania Supersymetrii, transportu tego łamania do sektora widzialnego oraz supergrawitacji można znaleźć w wielu książkach takich, jak [7], [8] oraz w pracy [9]. Supersymetria charakteryzuje się tym, że każdemu fermionowi odpowiada bozon o identycznej masie i ładunkach grupy symetrii cechowania. Taka sytuacja nie ma miejsca w obserwowanym świecie, więc w realistycznych teoriach supersymetria jest spontanicznie łamana poniżej pewnej dużej skali energii. Matematycznym fundamentem supersymetrii jest struktura zwana superprzestrzenią. Superprzestrzeń jest sumą prostą zwykłej czasoprzestrzeni czterowymiarowej oraz czterowymiarowej algebry zespolonych, antykomutujących zmiennych Grassmanowskich, które będziemy ogólnie oznaczać symbolem θ lub η. Antyprzemienne działanie w tej algebrze będziemy oznaczać tak 4

15 samo, jak mnożenie: θ θ = θ θ, a w szczególności: θ = θ θ = 0 30 Cztery liniowo niezależne zmienne Grassmanowskie są pogrupowane w dwa dublety, które będziemy oznaczać symbolami θ α, gdzie α {,} oraz θ α, gdzie α {,}. Można łatwo zauważyć, że dublety te spełniają następujące relacje: { θ α,θ β} = { θ α,θ β } = { θ α,θ β } = 0, gdzie {θ,θ } = θ θ +θ θ 3 Superprzestrzeń może być zatem parametryzowana przez następujący zbiór zmiennych: { } x µ,θ α,θ β 3 x µ jest wektorem w zwykłej czasoprzestrzeni µ {,,3,4}. Aby opisywać transformacje superprzestrzeni należy rozszerzyć algebrę Poincare go do tzw. superalgebry. Oprócz standardowych generatorów algebry Poincare go występują w niej również generatory, które będziemy oznaczać symbolami Q α oraz Q β. Generatory te mają pewne własności spinorów Weila. Można też używać odpowiednika spinora Diraca: ] Q r = [ Qα Q α Superalgebra jest jedną z tzw. algebr z gradacją i jest dana następującymi wzorami: { Qr,Q s } = γ µ rs P µ [Q r,p µ ] = 0 [Q r,m µν ] = iσ µν rsq s 34 Do wzorów 34 należy jeszcze dodać standardowe relacje z algebry Poincare go. Ostatni z tych wzorów uwidacznia wspomnianą wyżej analogię pomiędzy Q r, a spinorem Diraca. Aby uniknąć skomplikowanych wzorów, transformacja superprzestrzeni zostanie pokazana na przykładzie tzw. supertranslacji, czyli bez udziału obrotów generowanych przez M µν. Supertranslacja S jest dana następującym, ogólnym wzorem: [ Sy µ,η α,η α = exp i y µ P µ +η α Q α +η Q α] α Jej działanie na superprzestrzeń wygląda następująco: { Sy µ,η α,η α x µ,θ β,θ β } { = x µ +y µ +iη α σ µ α β θ β iθ β σ µ β α η α,θ β +η β,θ β +η β } 36 Teraz przechodzimy do rozważenia superpól, czyli funkcji określonych na superprzestrzeni. Po pierwsze warto zauważyć, że analityczne funkcje zawierające antykomutujące argumenty Grassmanowskie są zawsze wielomianami tych argumentów. W szczególności dla funkcji jednej zmiennej Grassmanowskiej θ mamy: θ = + n=0 a n θ n = a 0 +a θ 37 W dalszej części tego rozdziału będziemy stosować uproszczoną notację bez indeksów: Θ = θ α Θ = θ α Ξ = η α Ξ = η α x = x µ 38 ΘΞ = θ α η α = θ α ǫ αβ η β = θ η θ η analogicznie dla iloczynu ΘΞ 39 5

16 Dowolne fundamentalne superpole można zapisać w następujący sposób: x,θ,θ = fx+θρx+θχx+θ mx+θ nx+ +Θσ ν Θν µ x+θ Θλx+Θ Θϑx+Θ Θ dx 40 Pola f, m, n, d to zespolone pola skalarne, pola ρ α, ϑ α, χ α, λ α to spinory Weyla ρ α i ϑ α są lewo-chiralne, a χ α i λ α są prawo-chiralne, natomiast ν µ jest zespolonym polem wektorowym. Superpole transformuje się w naturalny sposób pod wpływem transformacji superprzestrzeni. Dla supertranslacji S tak transformacja wygląda następująco: { x,θ,θ = S x,θ,θs = x,θ,θ, gdzie x,θ,θ } = S { x,θ,θ } 4 Transformacja infinitezymalna jest natomiast dana wzorem: δ S x,θ,θ = x,θ,θ x,θ,θ = [ x,θ,θ, iy µ P µ +ΞQ+ΞQ ] [ = = η α θ +η α α +y µ +iξσ µ Θ+iΞσ µ Θ θ α x ]x,θ,θ µ 4 We wzorze 4 S = Sy, Ξ, Ξ. Ogólna reprezentacja superpola dana wzorem 40 jest redukowalna przywiedlna pod działaniem supersymetrycznych transformacji. W celu znalezienia reprezentacji nieredukowalnych, warto jest wprowadzić kowariantną pochodną spinorową D α taką, że: Jest ona dana następującym wzorem: D α [δ S ] = δ S [D α ] 43 D α = θ α iσµ α α θ α x µ i analogicznie: D α = θ α iθα σ µ α α x µ 44 Przykładem nieredukowalnej reprezentacji transformacji supersymetrycznych jest superpole chiralne Ψ zdefiniowane następująco: D α Ψx,Θ,Θ = 0 45 Powyższy warunek jest niezmienniczy względem supersymetrycznych transformacji. Okazuje się, że przy rozważaniu superpól chiralnych wygodnie jest wprowadzić nowy zestaw zmiennych x zdefiniowany następująco: x = x iθσ µ Θ 46 Wówczas superpole chiralne Ψ można wyrazić w następujący sposób: Ψ x,θ = ψ x+ Θρ x+θ x 47 ψ i to zespolone pola skalarne, a ρ jest lewo-chiralnym spinorem Weyla. Pole transformuje się w całkowitą pochodną i jest nazywane polem pomocniczym ang. auxiliary field. Na przykładzie superpola chiralnego widać wspomnianą na początku rozdziału odpowiedniość pomiędzy bozonami, a fermionami. W tym przypadku fermionom pola ρ α odpowiadają bozony pola ψ. Podobne pary bozon-fermion występują również w innych nieredukowalnych superpolach. Wprowadzamy użyteczne oznaczenia. Symbol X Θ będzie oznaczał niegrassmanowską funkcję, która mnoży Θ w rozwinięciu superpola X względem zmiennych grassmanowskich. W przypadku superpola chiralnego Ψ na podstawie wzoru 47 widać, że jest to po prostu funkcja. Analogiczne oznaczenia będziemy stosować również dla niegrassmanowskich funkcji mnożących inne Grassmanowskie wielomiany takie jak Θ lub Θ Θ. Niegrassmanowska funkcja, która nie mnoży żadnych zmiennych Grassmanowskich jest zerowym wyrazem Grassmanowskiego rozwinięcia będzie natomiast oznaczana symbolem X 0. 6

17 Teraz przechodzimy do wprowadzenia elementów supersymetrycznego działania. Pierwotna wersja działania jest wyrażona za pomocą superpól i zawiera całkę po rzeczywistych zmiennych czasoprzestrzennych oraz całkę po zmiennych Grassmanowskich. Ta ostatnia jest liniowa, podobnie jak zwykła całka. Jej jednoznaczna definicja wymaga jeszcze dwóch aksjomatów: dθ = 0 θdθ = 48 Widać że całkowanie to działa tak, jak różniczkowanie zwykłych zmiennych rzeczywistych. Dla dubletu Θ przyjmuje się następującą definicję: d Θ... = ǫ αβ dθ α dθ β... = dθ dθ W analogiczny sposób jest zdefiniowana całka d Θ... Można łatwo sprawdzić, że: d Θ = 0, d ΘΘ = 0, d ΘΘ =. Poprawny, supersymetrycznie niezmienniczy, wkład do działania otrzymuje się już wówczas, gdy całkowane jest pojedyncze superpole chiralne: S Ψ = d 4 x d ΘΨ = d 4 x Ψ Θ = d 4 x 50 δ S S Ψ = 0, ponieważ δ S jest całkowitą pochodną. Przy konstrukcji bardziej ogólnego członu działania dla większej ilości superpól chiralnych korzysta się z faktu, że dowolna analityczna funkcja dowolnej ilości superpól chiralnych jest również superpolem chiralnym. Taka funkcja jest nazywana superpotencjałem. Będziemy ją oznaczać symbolem W. Człon działania dla superpotencjału, będącego funkcją chiralnych superpól Ψ Ω, wygląda następująco: S W = d 4 x d ΘWΨ Ω = d 4 x WΨ Ω Θ 5, gdzie: WΨ Ω Θ = Π Π δw δψ Π ψ Ω ρ Π ρ Σ 0 Π,Σ δ W δψ Π δψ Σ ψ Ω 5 0 ndeksy Ω, Π orazσprzebiegają po pojedynczych superpolach chiralnych. Działanie S W nie daje jednak żadnego członu kinetycznego. Aby uzyskać człon kinetyczny, wprowadza się rzeczywiste superpole, będące funkcją superpól chiralnych oraz superpól do nich sprzężonych antychiralnych. Takie superpole jest nazywane potencjałem Kählera i będziemy je oznaczać symbolem K. Najprostszy możliwy potencjał Kählera ma postać: Ψ + jest superpolem antychiralnym, spełniającym warunek: K Ψ = Ψ + Ψ 53 D α Ψ + x,θ,θ = 0 54 Ψ + można, podobnie jak Ψ, wyrazić jako funkcję tylko dwóch zestawów argumentów, ale są one inne: x oraz Θ. W tej sytuacji najlepiej jest wyrazić potencjał Kählera jako funkcję argumentów pierwotnych: x, Θ oraz Θ. Wówczas można otrzymać wzór: K Ψ Θ Θ = µψ x µ ψx+iρxσ µ µ ρx+ xx+ całkowita pochodna 55 Pola ψ, ρ oraz są tymi samymi polami, które występują we wzorze 47. K Ψ Θ jest jedynym Θ potrzebnym członem K Ψ, ponieważ: S KΨ = d 4 x d Θ d ΘK Ψ = d 4 x K Ψ Θ Θ 56 7

18 Na podstawie wzorów 55 i 56 widać, że otrzymuje się poprawne człony kinetyczne dla pól ψ i ρ. Dla pojedynczego superpola chiralnego Ψ, trywialnego potencjału Kählera K Ψ oraz pewnego superpotencjału W Ψ, będącego funkcją tylko superpola Ψ, całkowite działanie wygląda następująco: S Ψ = S KΨ +S WΨ +S W Ψ = d 4 x d Θ d ΘK Ψ Ψx,Θ,Θ,Ψ + x,θ,θ+ + d 4 x d ΘW Ψ Ψ x,θ+ d 4 x d ΘW Ψ Ψ + x,θ 57 Działanie S Ψ można przekształcić, wyrażając je za pomocą pól ψ, ρ i, eliminując przy tym zmienne Grassmanowskie: S Ψ = d 4 x K Ψ Θ Θ ψx,ρx,x,ψ x,ρx, x+ + d 4 x W Ψ Θ ψ x,ρ x, x+ d 4 x W Ψ Θ ψ x,ρ x, x 58 W drugim i trzecim członie działania S Ψ warto teraz zamienić zmienne odpowiednio x x oraz x x. W wyniku takiej zamiany pojawiają się ponownie zmienne Grassmanowskie. Na szczęście redukują się one, ponieważ trzeci człon działania jest sprzężeniem drugiego. Otrzymuje się następującą postać działania: S Ψ = d 4 x [ µ ψ x µ ψx+iρxσ µ µ ρx+ xx+x δw δψ 0 ψx+ + x δw ] δψ 0 ψ x ρxρx δ W 0 ψx δψ ρxρx δ W 0 ψ 59 x δψ Widać, że pole nie ma członu kinetycznego. Z postaci działania danej wzorem 59 można wyprowadzić równanie Eulera - Lagrange a dla pola : x = δw δψ ψ x 60 0 Pole można teraz łatwo wyeliminować poprzez podstawienie wzoru 60 do wzoru 59. Ta własność uzasadnia nazwę "pole pomocnicze". Nie występuje ono w ostatecznej, użytecznej postaci działania: S Ψ = [ d 4 x µ ψ x µ ψx+iρxσ µ µ ρx δw 0 ψx + ρxρx δ W δψ 0 ψx ρxρx δ W δψ 0 ψ x δψ ] 6 Potencjał we wzorze 6 jest powszechnie nazywany -członami. Ogólnie -człony to część potencjału, która zależy od superpotencjału W. Przechodząc do supersymetrycznych teorii z symetrię cechowania, należy zmodyfikować potencjał Kählera, wprowadzając do niego nieredukowalne, rzeczywiste superpola nazywane wektorowymi. Bozony cechowania są zawarte w superpolach wektorowych. Po uzyskaniu ostatecznej postaci działania w supersymetrycznej teorii z symetrią cechowania, otrzymuje się pewien dodatkowy wkład do potencjału, pochodzący z potencjału Kählera i nazywany D-członami. Najprostszym realistycznym modelem supersymetrycznym jest Minimalny Supersymetryczny Model Standardowy ang. Minimal Supersymmetric Standard Model - MSSM, czyli minimalne supersymetryczne rozszerzenie Modelu Standardowego. Grupa cechowania MSSMu jest taka sama jak dla Modelu Standardowego: SU3 c SU L U Y. Znane z Modelu Standardowego fermiony są w MSSMie składowymi superpól chiralnych. Skalarne bozony występujące w tych superpolach mają nazwy takie, jak stowarzyszone z nimi fermiony z dodatkowym przedrostkiem s- np. skwarki, selektron itp.. Bozony cechowania są składowymi superpól wektorowych, które zawierają również fermiony o spinie. ermiony te mają nazwy podobne do stowarzyszonych bozonów cechowania z dodatkowym przyrostkiem - ino np. wino, gluino. Ogólnie są one nazywane gauginami od angielskiego słowa - "gauge" oznaczającego cechowanie. W MSSMie 8

19 występują jeszcze cztery chiralne superpola zawarte w dwóch dubletach grupy SU L. Dublety te są oznaczane symbolami H u i H d. Mają one następujące ładunki względem grupy Modelu Standardowego: H u [,] H d [,] Konwencja we wzorze 6 jest taka sama, jak w rozdziale. dla reprezentacji Modelu Standardowego. Pola skalarne zawarte w dubletach H u i H d są nazywane bozonami Higgsa, ponieważ pełnią taką samą rolę, jak pojedynczy bozon Higgsa w Modelu Standardowym - są odpowiedzialne za spontaniczne łamanie symetrii elektrosłabej. Wartości próżniowe uzyskiwane przez skalary z dubletów H u i H d są zwykle oznaczane symbolami odpowiednio v u i v d. W MSSMie można wprowadzić odpowiednik wartości próżniowej v z Modelu Standardowego, która ma tę samą wartość 46 GeV i wyraża się wzorem: v = vu +vd 63 Bardzo ważnym parametrem MSSMu o nieznanej wartości jest iloraz wartości próżniowych: v u = vsinβ 0, v d vcosβ = tanβ, gdzie β π ermiony stowarzyszone z bozonami Higgsa są nazywane Higgsinami. W kontekście tej pracy szczególnie istotny jest superpotencjał modelu MSSM, który będziemy oznaczać symbolem W MSSM. Wyraża się on następującym wzorem: W MSSM = µh u H d Y ij u iτ H u T Q i u Rj Y ij d iτ H d T Q i d Rj Y ij e iτ H d T L i e Rj 65 We wzorze 65 mamy superpola chiralne, które są oznaczane w taki sam sposób, jak należące do nich fermiony z Modelu Standardowego. Dalsza część pracy jest jednak napisana w sposób umożliwiający łatwe odróżnienie superpól od ich części składowych pomimo stosowania tych samych oznaczeń. Parametr masowy µ ma wartość rzędu 00 GeV. Warto zauważyć nieprzypadkowe podobieństwo superpotencjału W MSSM do części potencjału L Yukawa z Modelu Standardowego, danej wzorem 9. Sprzężenie pola Higgsa H + musiało zostać zastąpione nowym polem H d niezależnym od pola H u - bezpośredniego odpowiednika pola H, ponieważ superpotencjał musi być analityczną funkcją superpól chiralnych, a zatem nie może zawierać sprzężeń tych pól. Jest to podstawowa przyczyna wprowadzenia do MSSMu superpola H d, które mając słaby hiperładunek przeciwny do słabego hiperładunku superpola H u, zastępuje sprzężenie tego pola. Macierze masy fermionów są generowane przez W MSSM po złamaniu symetrii elektrosłabej: 6 64 Yu ij vsinβ Y ij vcosβ d Ye ij vcosβ 66 W porównaniu z Modelem Standardowym, otrzymujemy dodatkową zależność od kąta β. Wartości elementów tych macierzy muszą być oczywiście takie same, jak w Modelu Standardowym bo masy fermionów i elementy macierzy CKM muszą być takie same. W praktyce wartość kąta β ma więc wpływ na wartości stałych Yukawy - Yu ij, Y ij d i Ye ij. stotną cechą MSSMu oraz pozostałych teorii supersymetrycznych rozpatrywanych w tej pracy jest brak pierwotnych stałych sprzężeń 4-skalarnych. Jedynymi pierwotnymi parametrami bezwymiarowymi są więc stałe cechowania oraz stałe Yukawy. Dzięki temu odpowiednie Równania Grupy Renormalizacji są znacznie prostsze niż w teoriach niesupersymetrycznych, co widać w Appendiksie B. W MSSMie, w przybliżeniu -pętlowym otrzymujemy następujące wartości parametrów b: b MSSM = 33 5 b MSSM = b MSSM 3 =

20 Powyższe wartości opisują biegnięcie stałych cechowania tylko przy skalach energii większych od mas wszystkich cząstek MSSMu. Przy niższych skalach energii trzeba wprowadzić odpowiednie poprawki progowe. Spektrum MSSMu jest nieznane z wyjątkiem cząstek z Modelu Standardowego, więc można je dopasować tak, aby poprawki progowe prowadziły do unifikacji stałych cechowania. W najprostszym przypadku można przyjąć, że masy wszystkich cząstek MSSMu spoza Modelu Standardowego są sobie równe. Wspólną wartość wszystkich tych mas oznaczmy przez M SUSY. Wówczas, wykonując proste obliczenia, można dopasować wartość M SUSY tak, aby otrzymać ścisłą -pętlową unifikację stałych cechowania. Dla centralnych wartości eksperymentalnych stałych α, α 3 i α otrzymujemy M SUSY = 6.86 GeV, a maksymalna wartość M SUSY po dopuszczeniu 3σ-wych odchyleń od tych centralnych wartości eksperymentalnych to 08.4 GeV. Obie wartości są zbyt małe wykluczone przez wyniki z LHC. W supersymetrycznych teoriach Wielkiej Unifikacji z grupą SU5 opartych na MSSMie sytuacja jest jednak dużo lepsza niż w teorii Georgi a i Glashow a. Aby się o tym przekonać, wybierzmy bardziej realistyczną wartość M SUSY = TeV i obliczmy w MSSMie, w przybliżeniu -pętlowym wartość odchylenia od unifikacji - D dla centralnych wartości eksperymentalnych stałych α, α 3 i α. Uzyskany wynik to D = Jest to wartość ponad 4-krotnie mniejsza niż minimalna wartość D w teorii Georgi a i Glashow a. Poza tym przybliżona unifikacja zachodzi przy skali µ = GeV - znacznie większej niż skala µ = GeV otrzymana w teorii Georgi a i Glashow a i łatwiejszej do pogodzenia z ograniczeniami związanymi z rozpadem swobodnego protonu. Chcąc uzyskać ścisłą unifikację stałych cechowania w supersymetrycznej teorii Wielkiej Unifikacji należy rozszczepić skalę M SUSY przyjąć bardziej skomplikowane spektrum MSSMu lub uwzględnić poprawki progowe od dodatkowych superpól, które nie występują w MSSMie. Wprowadzenie do teorii niektórych takich superpól i tak jest konieczne z innych powodów. Dobrym przykładem są dwa tryplety tryplet i antytryplet grupy SU3 c, które są potrzebne do zanurzenia pól H u i H d w reprezentacje odpowiednio 5 u i 5 d grupy SU5. Symetrie zapachowe w teoriach Wielkiej Unifikacji z grupą SU5 Jeden z bardzo ciekawych otwartych problemów Modelu Standardowego dotyczy istnienia w nim trzech generacji fermionów. W Modelu Standardowym nie ma żadnego teoretycznego wyjaśnienia istnienia akurat trzech generacji cząstek, które nie różnią się od siebie pod względem reprezentacji grupy symetrii cechowania. stnieją rozszerzenia Modelu Standardowego, które przynajmniej częściowo odpowiadają na to zagadnienie poprzez dodatkowe symetrie nazywane symetriami zapachowymi. ermiony występujące w Modelu Standardowym są reprezentacjami tych symetrii. Grupa symetrii zapachowej będzie ogólnie oznaczana przez G. Najbardziej popularne grupy zapachowe to U, U, SU i SU3. Generatory grupy zapachowej komutują z generatorami grupy Modelu Standardowego. Oczywiście w realistycznej teorii grupa zapachowa musi zostać spontanicznie złamana tak aby odtworzyć hierarchiczną strukturę mas fermionów i macierzy CKM. Pole pola łamiące grupę zapachową są nazywane flawonami ang. flavons. lawony uzyskują wartości próżniowe w minimum odpowiedniego potencjału, który jednak nie będzie rozważany w tej pracy. Są one skalarami i singletami względem grupy Modelu Standardowego, ponieważ ani ta grupa ani tym bardziej symetria Lorentza nie mogą być spontanicznie łamane przez ich wartości próżniowe. Gdyby symetria zapachowa była symetrią globalną, to po jej spontanicznym złamaniu niektóre pola flawonowe stałyby się bezmasowymi bozonami Goldstone a. stnienie takich cząstek jest oczywiście sprzeczne z doświadczeniem. Z tego powodu będziemy zakładać, że symetria zapachowa jest symetrią cechowania, a zapachowe bozony Gold- 0