Стивен Вайнберг - Первые три минуты

Все это прекрасно. Но должен сказать, что я не был бы слишком удивлен, если бы оказалось, что правильная теория базируется на какой-то другой спонтанно нарушенной калибровочной группе с совершенно отличными нейтральными токами. Одной из таких возможностей могла бы быть предложенная Джорджи и Глэшоу [42] весьма хитроумная SU(2) — Теория, в которой вообще не было нейтральных токов. Важной мне представлялась лишь сама идея о точной спонтанно нарушенной калибровочной симметрии, которая связывает слабые и электромагнитные взаимодействия и обеспечивает перенормируемость этих взаимодействий. В правильности этой идеи я был убежден, хотя бы только потому, что она соответствовала моим представлениям о том, какой должна быть природа.

В начале 70-х годов, еще до открытия нейтральных токов, были получены два других важных теоретических результата, связанных с обсуждаемой проблемой. Поэтому я упомяну о них здесь. Один из них был получен в известной работе Глэшоу, Илиопулоса и Майани об очарованном кварке [43]. В их работе содержалось решение проблемы (которая в противном случае могла бы стать серьезным препятствием) нейтральных токов, изменяющих странность. Я оставляю эту тему для лекции профессора Глэшоу. Другой теоретический результат имел непосредственное отношение к сильным взаимодействиям. Однако это возвращает нас назад к одной из тем моей лекции, к теме о симметриях.

В 1973 г. Политцер, а также Гросс и Вильчек [44] обнаружили замечательное свойство теории Янга- Миллса, которое они назвали «асимптотической свободой»: эффективная константа связи [45] падает до нуля по мере того, как характерная энергия процесса растет к бесконечности. Казалось, это могло бы объяснить известный экспериментальный факт о поведении нуклона в процессах глубоко неупругого рассеяния электронов высоких энергий, когда он проявляет себя как бы состоящим из практически свободных кварков [46]. Однако возникала одна проблема. Для того чтобы векторные бозоны в калибровочной теории сильных взаимодействий стали массивными, хотелось бы ввести в схему сильно взаимодействующие скалярные поля. А они-то как раз и разрушили бы асимптотическую свободу. Другая трудность, которая особенно беспокоила меня, заключалась в том, что в единой теории слабых и электромагнитных взаимодействий фундаментальная слабая связь оказывается того же порядка величины, что и заряд электрона е , а потому эффекты, связанные с виртуальными промежуточными векторными бозонами, приведут к чересчур большим (порядка 1/137) нарушениям четности и закона сохранения странности при сильных взаимодействиях этих скалярных частиц друг с другом и с кварками [47]. Как-то весной 1973 г. мне пришла в голову мысль (независимо развитая также Гроссом и Вильчеком), что можно вообще не рассматривать сильно взаимодействущие скалярные поля, если позволить калибровочной симметрии сильных взаимодействий остаться ненарушенной. При этом векторные бозоны, или «глюоны», остаются безмассовыми. Кроме того, приходится полагаться на рост сильных взаимодействий по мере роста расстояния, чтобы объяснить, почему кварки и безмассовые глюоны не обнаружены на опыте [48]. Предположив отсутствие сильно взаимодействующих скалярных частиц, три «цвета» кварков (как это следовало из более ранних работ разных авторов [49]) и калибровочную группу симметрии SU(3), мы приходим к специфической теории сильных взаимодействий. Эта теория известна сейчас под названием квантовой хромодинамики (КХД).

С тех пор экспериментальные исследования все в большей степени подтверждали КХД как правильную теорию сильных взаимодействий. Здесь меня все же больше будет интересовать ее влияние на понимание нами принципов симметрии. Ограничения, вытекающие из требований калибровочной инвариантности и перенормируемости, оказались (в который уже раз) необычайно мощными. Эти ограничения заставляют лагранжиан теории принять столь простую форму, что сильные взаимодействия в КХД должны сохранять странность, быть инвариантными относительно зарядового сопряжения и (за исключением проблем [50], связанных с инстантонами) сохранять четность. Указанные симметрии не приходится выдумывать как априорные принципы. Просто не видно никакого пути возможного усложнения лагранжиана, который бы привел к их нарушению. При одном дополнительном предположении, об относительно малых массах u- и d-кварков, сильные взаимодействия оказываются удовлетворяющими также приближенной SU(2) × SU(2) — симметрии алгебры токов, которая после спонтанного нарушения приводит к группе изоспина. Если масса s-кварка тоже не слишком велика, то получается весь восьмеричный путь в качестве приближенной симметрии сильных взаимодействий. Более того, описывая слабые и электромагнитные взаимодействия также с помощью калибровочной теории, с необходимостью получаем, что слабые токи как раз являются токами, связанными с этими симметриями сильных взаимодействий. Другими словами, вся картина приближенных симметрий сильных, слабых и электромагнитных взаимодействий, которая так сильно озадачивала нас в 50-е и 60-е годы, теперь в значительной мере оказывается объясненной как простое следствие калибровочной инвариантности сильных, слабых и электромагнитных взаимодействий плюс условия перенормируемости. Понятие о внутренних симметриях достигло сейчас того же уровня, что и симметрия пространства-времени во времена Эйнштейна. Все приближенные внутренние симметрии объяснены с динамической точки зрения. На фундаментальном уровне вообще нет никаких приближенных или частичных симметрий, а есть лишь точные симметрии, управляющие всеми взаимодействиями.

Теперь я хочу снова заглянуть немного вперед и прокомментировать возможное развитие в будущем идей симметрии и перенормируемости.

Перед нами еще стоит открытым вопрос о том, являются ли элементарными те скалярные частицы, которые ответственны за спонтанное нарушение электрослабой калибровочной симметрии SU(2) × U(1). Если они элементарны, тогда полуслабо распадающиеся «хиггсовские бозоны» с нулевым спином должны быть обнаружены при энергиях, сравнимых по величине с теми, которые нужны для рождения промежуточных векторных бозонов. С другой стороны, возможно, что эти скаляры — составные частицы [51]. Хиггсовские бозоны будут в этом случае неразличимыми достаточно массивными состояниями с очень большой шириной, аналогичными возможному s-волновому максимуму в ππ -рассеянии. Возможно, существуют также и более легкие, медленнее распадающиеся скалярные частицы совсем другого типа, известные под названием псевдоголдстоуновских бозонов [52].

А может быть, существует совершенно новый класс «сверхсильных» взаимодействий [53], приводящих к силам связи сверхмощным в том смысле, что асимптотическая свобода начинает здесь работать не при нескольких сотнях МэВ, как в КХД, а при нескольких сотнях ГэВ? Эти «сверхсильные» силы будут восприниматься новым семейством фермионов и приводить к тому, что массы этих фермионов окажутся равными порядка нескольких сотен ГэВ. Поживем — увидим.