Mục lục DANH MỤC CÁC KÝ HIỆU VÀ CHỮ VIẾT TẮT vii DANH MỤC CÁC BẢNG viii DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ , ĐỒ THỊ ix MỞ ĐẦU 1 1. MÔ HÌNH CHUẨN SIÊU ĐỐI XỨNG TỐI THIỂU VÀ VẬT CHẤT TỐI 7 1.1 Mô hình chuẩn . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7 1.2 Siêu đối xứng và Mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu . . . . . . 11 1.2.1 Siêu đối xứng . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11 1.2.2 Mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu (MSSM) . . . . . . 14 1.2.3 Cơ chế phá vỡ siêu đối xứng mềm . . . . . . . . . . . . . . 16 1.2.4 Các mô hình phá vỡ siêu đối xứng tự phát . . . . . . . . . 17 1.2.5 Phổ khối lượng các hạt của MSSM . . . . . . . . . . . . . . 19 1.2.6 Các tham số của MSSM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24 1.3 Vi phạm đối xứng CP . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25 1.3.1 Vi phạm đối xứng CP t rong mô hình chuẩn . . . . . . . . . 26 1.3.2 Vấn đề vi phạm CP mạnh trong SM . . . . . . . . . . . . . 29 1.3.3 Vi phạm đối xứng CP t rong MSSM . . . . . . . . . . . . . 30 1.4 Vật chất tối . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33 1.4.1 Vấn đề vật chất tối . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33 1.4.2 Các ứng cử viên của vật chất tối . . . . . . . . . . . . . . . 33 1.4.3 Phân loại hạt vật chất tối . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35 1.4.4 Gravitino, axion và axino trong các mô hình siêu đối xứng 36 iv 1.5 Kết luận Chương 1 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41 2. SQUARK VÀ GLUINO TRONG MSSM VI PHẠM CP 42 2.1 Hiệu ứng của tương tác với chân không và pha vi phạm CP lên quá trình sinh squark từ va chạm e + e − , µ + µ − trong MSSM với tham số phức . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43 2.1.1 Đóng góp của các đỉnh tương tác mới xuất hiện do vi phạm đối xứng CP . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43 2.1.2 Các kết quả số . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49 2.2 Sự sinh cặp gluino từ va chạm e + e − trong MSSM vi phạm CP . . 52 2.2.1 Các kết quả giải tích . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53 2.2.2 Các kết quả số . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55 2.3 Sự rã squark thành gluino và quark trong MSSM vi phạm CP . . 63 2.3.1 Các kết quả giải tích . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64 2.3.2 Các kết quả số . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66 2.4 Kết luận chương 2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68 3. ĐẶC TÍNH CỦ A CÁC HẠT LÀ ỨNG CỬ VIÊ N CỦA VẬT CHẤT TỐI TRONG KHUÔN KHỔ CỦA CÁC MÔ HÌNH CHUẨN MỞ RỘNG 70 3.1 Vật chất tối ở thang vũ trụ nhỏ nhất . . . . . . . . . . . . . . . . . 70 3.1.1 Thang khối lượng vũ trụ cỡ nhỏ . . . . . . . . . . . . . . . 71 3.1.2 Khả năng dò tìm cấu trúc cỡ nhỏ . . . . . . . . . . . . . . . 73 3.2 Tính nhân quả của các hạt có spin 3/2 . . . . . . . . . . . . . . . . 74 3.3 Hiệu ứng của tương tác với chân không lên quá trình sinh axion từ va chạm e + e − . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77 3.3.1 Quá trình sinh axion từ va chạm e + e − với các kết quả ở mức cây . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77 3.3.2 Các bổ chính năng lượng riêng vào quá trình sinh axion từ va chạm e + e − . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78 3.3.3 Các bổ chính đỉnh . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81 3.3.4 Các kết quả tính số và thảo luận . . . . . . . . . . . . . . . 82 3.4 Hiệu ứng của tương tác với chân không lên quá trình sinh axino từ va chạm e + e − . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83 v 3.4.1 Quá trình sinh axino từ va chạm e + e − với các kết quả ở mức cây . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83 3.4.2 Các bổ chính năng lượng riêng vào quá trình sinh axino từ va chạm e + e − . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84 3.4.3 Các bổ chính đỉnh . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85 3.4.4 Các kết quả tính số và thảo luận . . . . . . . . . . . . . . . 88 3.5 Kết luận Chương 3 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89 KẾT LUẬN 90 DANH MỤC CÁC CÔNG TRÌNH ĐÃ ĐƯỢC CÔNG BỐ CỦA TÁC GIẢ 92 TÀI LIỆU THAM KHẢO 94 PHỤ LỤC 108 vi DANH MỤC CÁC KÝ HIỆU VÀ CHỮ V IẾT TẮT Ký hiệu Tên tiếng Anh Tên tiếng Việt B Baryon number Số baryon CP Charge - Parity Tích - Chẵn lẻ DM Dark M atter Vật chất tối E-WIMPs Extremely - Weakly Interacting Massive Particles Các hạt có khối lượng tương tác rất yếu GMSB Gauge-Mediated SUSY Breaking Phá vỡ siêu đối xứng qua trung gian chuẩn GUTs Grand Unified Theories Lý thuyết thống nhất lớn L Lepton number Số lepton LC Linear Colli der Máy g ia tốc tuyến tính LHC Large Hadron Col lider Máy g ia tốc thế hệ mớ i nhất LHC LSP Lightest Supersymmetric Particle Hạt si êu đối xứng nhẹ nhất MACHOs Massive Compact Halo Objects MSSM The Minimal Supersym metric Stan- dard Mo del Mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu mSUGRA The minimal Supergravity model Mô hình siêu hấp dẫn tối thiểu NACHOs Nonthermal Axionic Collapsed Ha- lOs NLSP Next-to-Lightest Supersymmetric Particle Hạt kề siêu đối xứng nhẹ nhất QCD Quantum Chronodynamics Sắc động lực học lượng tử SM Standard Model Mô hình chuẩn SUGRA Supergravity Siêu hấp dẫn SUSY Supersymmetry Siêu đối xứng VCTA Vật chất tối ấm VCTL Vật chất tối lạ nh VCTN Vật chất tối nóng WIMP Weakly Interacting Massive Particle Hạt có khối lượng t ươ ng tác yếu vii DANH MỤC CÁC BẢNG Bảng Nội dung Trang Bảng 1 Bảng cấu trúc hạt của MSSM cho các quark, lepton và bạn đồng hành siêu đối xứng với thế hệ thứ nhất (các thế hệ 2 và 3 tương tự) 15 viii DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ, ĐỒ THỊ Ký hiệu Tên các hình vẽ, đồ thị Trang Hình 2.1 Giản đồ Feyman cho quá trình  +  − → ˜q i ¯ ˜ j q ( +  − = e + e − (µ + µ − )), (a) Trường hợp bảo toàn CP, (b) trường hợp vi phạm CP. 45 Hình 2.2 Giản đồ Feynman cho quá trình rã ˜q α i → ˜q β j + γ (g). 47 Hình 2.3 Giản đồ Feynman của quá trình phát xạ gluon thực trong rã squark thành boson chuẩn. ( a) CP bảo toàn, (b) vi phạm CP. 48 Hình 2.4 Sự phụ thuộc của tỉ số σ 0 R /σ 0 C , δσ 0 R /δσ 0 C vào φ = φ A t,b của các quá trình e + e − → ˜ t 1 ¯ ˜ t 1 , e + e − → ˜ t 2 ¯ ˜ t 2 , e + e − → ˜ b 1 ¯ ˜ b 1 , e + e − → ˜ b 2 ¯ ˜ b 2 với các tham số: cos θ t = cos θ b = 0.5; √ s = 10 00 GeV; m ˜ t 1 = m ˜ b 1 = 400 GeV; m ˜ t 2 = m ˜g = 600 GeV; m ˜ b 2 = 450 GeV. Các chùm e + , e − không phân cực. 49 Hình 2.5 Sự phụ thuộc của tỉ số δσ 0 C /σ 0 C vào φ = φ A t,b của các quá trình e + e − → ˜ t 1 ¯ ˜ t 1 , e + e − → ˜ t 2 ¯ ˜ t 2 , e + e − → ˜ b 1 ¯ ˜ b 1 , e + e − → ˜ b 2 ¯ ˜ b 2 với các tham số: cos θ t = cos θ b = 0.5; √ s = 1000 GeV; m ˜ t 1 = m ˜ b 1 = 400 GeV; m ˜ t 2 = m ˜g = 600 GeV; m ˜ b 2 = 450 G eV. Các chùm e + , e − không phân cực. 50 Hình 2.6 Sự phụ thuộc của tỉ số σ 0 R /σ 0 C vào φ = φ A t,b và φ = φ µ của các quá trình µ + µ − → ˜ t 1 ¯ ˜ t 1 , µ + µ − → ˜ t 2 ¯ ˜ t 2 , µ + µ − → ˜ b 1 ¯ ˜ b 1 , µ + µ − → ˜ b 2 ¯ ˜ b 2 , µ + µ − → ˜ t 1 ¯ ˜ t 2 , µ + µ − → ˜ b 1 ¯ ˜ b 2 với các tham số: cos θ t = −0.55, cos θ b = 0.9; √ s = 550 GeV; m ˜ t 1 = 180 GeV, m ˜ b 1 = 175 GeV; m ˜ t 2 = 256 G eV; m ˜ b 2 = 195 GeV. Các chùm e + , e − không phân cực. 52 Hình 2.7 Giản đồ Feynman cho quá trình sinh cặp gluino pair từ sự hủy cặp e + e − . Các photon và boson Z trung gian liên kết với cặp gl uino sinh ra thông qua các vòng tam giác qq˜q i (A) và ˜q i ˜q j q (B) với dòng vị hướng theo cả hai chiều. 53 Hình 2.8 Sự phụ thuộc vào phit = φ t = φ A t của tỉ số σ /σ R với (m ˜ t 1 , m ˜ t 2 , m ˜ b 1 , m ˜ b 2 ) = (110, 506, 486, 530) GeV, tan β = 10, |A t | = |A b | = 534 GeV, (θ ˜ t , θ ˜ b ) = (45.2 0 , 0 0 ), µ = −500 GeV, φ b = φ A b = 0 và (a) m ˜g = 300 GeV, √ s = 800 GeV (hình bên trái); (b) m ˜g = 400 GeV, √ s = 1000 GeV (hình bên phải). P 1 , P 2 là các độ phân cực của chùm electron, positron tới. 55 Hình 2.9 Sự phụ thuộc vào phit = φ t = φ A t của tiết diện tán xạ σ(e + e − → ˜g˜g) đối với trường hợp (I) (bên trái) và trường hợp (II) (bên phải). 56 ix Ký hiệu Tên các hình vẽ, đồ thị Trang Hình 2.10 Sự phụ thuộc vào phib = φ b = φ A b của tỉ số σ/σ R với (m ˜ t 1 , m ˜ t 2 , m ˜ b 1 , m ˜ b 2 ) = (110, 506, 486, 530) GeV, ta n β = 10, |A t | = |A b | = 534 GeV, (θ ˜ t , θ ˜ b ) = (45.2 0 , 0 0 ), µ = −500 GeV, φ t = φ A t = 0 và (a) m ˜g = 300 GeV, √ s = 800 GeV (hình bên trái); ( b) m ˜g = 400 GeV, √ s = 1000 GeV (hình bên phải). P 1 , P 2 là các độ phân cực của chùm electron, positron tới. 57 Hình 2.11 Sự phụ thuộc vào phib = φ b = φ A b của tiết diện tán xạ σ(e + e − → ˜g˜g) đối với trường hợp (I) (bên trái) và trường hợp (II) (bên phải). 57 Hình 2.12 Sự phụ thuộc vào k = √ s (GeV) của σ(e + e − → ˜g˜g) với φ b = 0, (P 1 , P 2 ) = (−0.8, 0.6) và φ t = 0.1 (đường liền nét), φ t = 0.2 (đường chấm chấm), φ t = 0.3 (đường chấm gạch ngang), φ t = 0.5 (đường liền nét gạch dọc), φ t = π/4 (đường chấm chấm với nét chấm đậm), φ t = 3π/4 (đường chấm chấm với nét gạch dọc). Bên trái: trường hợp (I); Phải: trường hợp (II). 58 Hình 2.13 Sự phụ thuộc vào k = √ s (GeV) của σ(e + e − → ˜g˜g) với φ t = 0, (P 1 , P 2 ) = (−0.8, 0.6) và φ b = 0.1 (đường liền nét), φ b = 0.2 (đường chấm chấm), φ b = 0.3 (đường chấm gạch ngang), φ b = 0.5 (đường liền nét gạch dọc), φ b = π/4 (đường chấm chấm với nét chấm đậm), φ b = 3π/4 (đường chấm chấm với nét gạch dọc). Bên trái: trường hợp (I); Phải: trường hợp (II). 59 Hình 2.14 Sự phụ thuộc của σ(e + e − → ˜g˜g) vào φ t và φ b tại √ s = 1045 GeV (bên trái) và tại √ s = 1300 GeV (bên phải) và với các độ phân cực của chùm hạt tới: (P 1 , P 2 ) = (−0.8, 0.6). Bên trái: trường hợp (I); Bên phải: trường hợp ( II). 59 Hình 2.15 Sự phụ thuộc của σ(e + e − → ˜g˜g) vào φ t và φ b tại √ s = 1045 GeV (bên trái) và tại √ s = 1300 GeV (bên phải) và với các độ phân cực của chùm hạt tới: (P 1 , P 2 ) = (0.8, −0.6). Bên trái: trường hợp (I); Bên phải: trường hợp ( II). 60 Hình 2.16 Sự phụ thuộc của σ(e + e − → ˜g˜g) vào φ t và φ b tại √ s = 1045 GeV (bên trái) và tại √ s = 1300 GeV (bên phải) và với các độ phân cực của chùm hạt tới: (P 1 , P 2 ) = (−0.5, 0.5). Bên trái: trường hợp (I); Bên phải: trường hợp ( II). 60 Hình 2.17 Sự phụ thuộc của σ(e + e − → ˜g˜g) vào φ t và φ b tại √ s = 1045 GeV (bên trái) và tại √ s = 1300 GeV (bên phải) và với các độ phân cực của chùm hạt tới: (P 1 , P 2 ) = (−0.8, 0). Bên trái: trường hợp (I); Bên phải: trường hợp ( II). 61 x Ký hiệu Tên các hình vẽ, đồ thị Trang Hình 2.18 Sự phụ thuộc của σ(e + e − → ˜g˜g) vào φ t và φ b tại √ s = 1045 GeV (bên trái) và tại √ s = 1300 GeV (bên phải) và với các chùm hạt tới không phân cực: (P 1 , P 2 ) = (0, 0). Bên trái: trường hợp (I); Bên phải: trường hợp ( II). 61 Hình 2.19 Sự phụ thuộc của σ(e + e − → ˜g˜g) vào φ t , φ b trong SPS1 ( bên trái) và SPS5 (bên phải) với (P 1 , P 2 ) = (0.8, −0.6). 63 Hình 2.20 G iản đồ Feynman cho bổ chính O(α s ) SUSY-QCD vào quá tr ình rã squark thành quark và gluino: (a) mức cây; (b) giản đồ năng lượng riêng của quar k, squark, và gluino; (c) các bổ chính đỉnh, (d) phát xạ gluon thực. 65 Hình 2.21 Sự phụ thuộc của các tỉ số Γ 0 R /Γ 0 và Γ R /Γ vào φ 2 = φ A b trong kênh rã ˜ b 2 → b + ˜g trong SPS2 và SPS8. 67 Hình 2.22 Sự phụ thuộc vào φ 2 = φ A t của các tỉ số Γ 0 R /Γ 0 và Γ R /Γ trong kênh rã ˜ t 2 → t + ˜g trong SPS2 và SPS8. 68 Hình 3.1 Giản đồ Feyman cho quá trình sinh axion từ va chạm e + e − . 78 Hình 3.2 Giản đồ Feynman cho các bổ chính đường trong của quá trình e + e − → aγ. 80 Hình 3.3 Giản đồ Feynman cho các bổ chính đỉnh của quá trình e + e − → aγ. 81 Hình 3.4 Sự phụ thuộc theo √ s của δσ Born σ Born của quá trình e + e − → aγ. 83 Hình 3.5 Giản đồ Feynman mức cây cho quá tr ình e + e − → ˜a˜γ c . 83 Hình 3.6 Bổ chính đường trong vào quá trình e + e − → ˜a˜γ c . 86 Hình 3.7 Giản đồ Feynman cho các bổ chính đỉnh của quá trình e + e − → ˜a˜γ c . 87 Hình 3.8 Sự phụ thuộc vào √ s (GeV) của δσ Born σ Born của quá trình e + e − → ˜a˜γ c . 88 xi MỞ ĐẦU 1. Lý do chọn đề tài Mục đích của vật lý năng lượng cao là hiểu và mô tả bản chất của các hạt và tương tác của chúng bằng cách sử dụng các phương pháp toán học. Ba trong số bốn tương tác đã biết và t oàn bộ các hạt thực nghiệm khám phá ra đã được mô tả trong mô hình chuẩn (SM - Standard Model). Tuy nhiên, có một hạt quan trọng được tiên đoán bởi SM hãy còn chưa được tìm thấy đó là boson Higgs. Bởi vậy, mục đích rất quan trọng của máy gia tốc thế hệ mới nhất LHC (Large Hadron Collider) là phát hiện ra hạt Higgs để hoàn thành SM, đo chính xác khối lượng hạt Higgs và các tính chất của nó. SM chứa ba tương tác đã biết nhưng không mô tả hấp dẫn và không thể giải thích được nguồn gốc các tham số của nó. Sử dụng siêu đối xứng, SM có thể được xây dựng thành các lý thuyết thống nhất giải thích được các phần cấu trúc nên SM. Ngoài ra, siêu đối xứng còn có thể giải quyết vấn đề thống nhất các hằng số tương tác, vật chất tối không baryon . . . Việc siêu đối xứng hoá mô hình chuẩn sẽ cho ra đời các mô hình chuẩn siêu đối xứng, trong đó người ta đặc biệt quan tâm đến mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu (MSSM). Đây là mô hình mở rộng của SM mà vẫn dựa trên nhóm chuẩn SU C (3) ⊗SU L (2) ⊗U Y (1) nên là mô hình mở rộng SM tiết kiệm nhất. Nếu kể t hêm tương tác hấp dẫn thì ta sẽ có mô hình siêu hấp dẫn (SUGRA). Trong các mô hình chuẩn siêu đối xứng, fermion luôn đi kèm với boson (chúng được gọi là các bạn đồng hành si êu đối xứng "superpartner") nên số hạt đượ c tăng lên. Tuy nhiên cho tới nay, thực nghiệm chưa phát hiện được hạt nào trong các bạn đồng hành siêu đối xứng của các hạt đã biết. Và một tr ong những nhiệm vụ của LHC là tìm kiếm các hạt này, trong số đó có gluino, squark, axino, gravitino, . . .Do đó, một trong những vấn đề có tính thời sự của vật lý hạt cơ bản hiện nay là nghiên cứu các quá trình vật lý trong đó có sự tham gia của các hạt được đoán nhận trong các mô hình chuẩn siêu đối xứng để hy vọng tìm được chúng từ thực nghiệm. Những quá trình vật lý được thực nghiệm quan tâm hàng đầu phải kể đến là các quá trình va chạm e + e − [5,12,14,30] , va chạm 1 µ + µ − [15,134,140], . . . để sinh ra các hạt mới hoặc các quá trình rã có sự tham gia của các hạt mới [63]. Một trong những phép thử để kiểm tra tính đúng đắn của mô hình chuẩn và các mô hình mở rộng của nó l à sự vi phạm CP. Trong QCD s ự vi phạm CP được phát hiện lần đầu tiên vào năm 1964 và nảy sinh một cách tự nhiên trong mô hình chuẩn (với 3 thế hệ quark) . Khi xem xét các quá trình vi phạm CP ta phải phức hoá một số tham số. Người ta đã chứng minh được rằng với MSSM chỉ cần phức hoá hai tham số A q , µ là đủ. Việc t ính đến vi phạm CP cho phép ta chính xác hoá các kết quả trong các quá trình và sẽ cung cấp các số liệu xác thực hơn cho thực nghiệm trong quá trình tìm kiếm các hạt siêu đối xứng và boson Higgs được tiên đoán từ lý thuyết. Thế giới vĩ mô (vũ trụ), các vật thể vô cùng lớn được mô tả bởi lý thuyết tương đối của Einstein. Lý thuyết tương đối giải thích rất tốt các tính chất hấp dẫn ở thang cực lớn của vũ trụ, của các thiên hà, các ngôi sao và các hành tinh, khi mà lực hấp dẫn chiếm ưu thế. Trong vật lý, thế giới vật chất xung quanh được hình thành tự nhiên, được nghiên cứu theo hai xu hướng tưởng là trái ngược nhau: thế giới vô cùng nhỏ như nguyên tử, hạt nhân và electron, prôton, nơtron, quark được gọi là thế giới vi mô và thế giới vô cùng lớn như trái đất, mặt trăng, mặt t rời, các v ì sao, thiên hà và vũ trụ học được gọi là thế giới vĩ mô. Giữa các hướng nghiên cứu này liệu có sự liên hệ với nhau giúp ta khám phá và mô tả thế giới vật chất một cách thống nhất hay không? Câu trả lời là lý thuyết về "Vụ nổ lớn - Big Bang" do Gamov (1945) đề xuất trên cơ sở gợi ý của Lemtre (1845). Theo thuyết này vũ trụ cùng với không gian và thời gian được sinh ra sau vụ nổ lớn, cách đây gần 15 tỷ năm trước. Từ đó đã diễn ra một quá trình thăng t iến, không ngừng trên con đường phức tạp hoá. Xuất phát từ một chân không nội nguyên tử, vũ trụ đang giãn nở không ngừng phình to và nở ra. Các quark và electron, các prôton và nơtron, các nguyên tử, các ngôi sao và các thiên hà kế tiếp nhau hình thành. Vũ trụ bao la gồm hàng trăm tỷ thiên hà, mỗi thiên hà gồm trăm tỷ ngôi sao. Như vậy từ cái vô cùng nhỏ sinh ra cái vô cùng lớn l à Vũ trụ. Để hiểu rõ nguồn gốc cấu trúc và bản 2 [...]... lý thuyết siêu hấp dẫn Siêu hấp dẫn mở ra triển vọng thống nhất được cả bốn loại tương tác Một trong những mô hình siêu đối xứng được quan tâm nghiên cứu và có nhiều hứa hẹn nhất của mô hình chuẩn là mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu (the Minimal Supersymmetric Standard Model - MSSM) 1.2 1.2.1 Siêu đối xứng và Mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu Siêu đối xứng Siêu đối xứng là một đối xứng giữa... lai Một vấn đề đặt ra là: Phải chăng mô hình chuẩn là một lý thuyết tốt ở vùng năng lượng thấp và nó được bắt nguồn từ một lý thuyết tổng quát hơn? Điều này dẫn tới việc xây dựng các mô hình tổng quát hơn mô hình chuẩn, hay còn gọi là mô hình chuẩn mở rộng Mô hình mới phải giải quyết được những hạn chế của mô hình chuẩn và trong một trường hợp riêng nào đó phải trở về mô hình chuẩn Các mô hình chuẩn mở. .. tính của các hạt siêu đối xứng trong một số mô hình chuẩn mở rộng" 2 Mục đích nghiên cứu Trong khuôn khổ của luận án, chúng tôi tập trung nghiên cứu các vấn đề về đặc tính của các hạt mới được tiên đoán từ các mô hình chuẩn siêu đối xứng Cụ thể là: - Nghiên cứu hiệu ứng của tương tác với chân không và pha vi phạm CP lên 3 biểu thức của tiết diện tán xạ trên máy gia tốc tuyến tính e+e− , µ+ µ− và độ rộng. .. phần kiểm nghiệm về tính đúng đắn của các mô hình chuẩn siêu đối xứng và hoàn thiện chúng 6 Bố cục của luận án Nội dung của luận án được trình bày trong 115 trang, bao gồm 3 chương, phần mở đầu, phần kết luận và các phụ lục - Chương 1 "Mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu và vật chất tối" trình bày về lý thuyết siêu đối xứng, mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu (MSSM), vi phạm đối xứng CP và vấn đề... lệch của moment từ dị thường của muon so với tính toán lý thuyết của mô hình chuẩn Điều này có thể là hiệu ứng vật lý mới dựa trên các mô hình mở rộng [87] Vì vậy, việc mở rộng mô hình chuẩn là việc làm mang tính thời sự cao Trong các mô hình mở rộng sẽ tồn tại các hạt mới với các tương tác và hiện tượng vật lý mới cho phép ta thu được các số liệu làm cơ sở chỉ đường cho việc đề ra các thí nghiệm trong. .. quyết 1.2.4 Các mô hình phá vỡ siêu đối xứng tự phát Chúng ta đưa vào các số hạng phá vỡ siêu đối xứng tường minh bởi vì chúng ta không biết về cơ chế cơ bản phá vỡ siêu đối xứng Nếu siêu đối xứng bị phá vỡ tự phát, sẽ tồn tại một hạt fermion Goldstone gọi là goldstino Trong 17 siêu đối xứng toàn cục, goldstino là không có khối lượng Trong đối xứng định xứ (siêu hấp dẫn) thì goldstino bị hạt gravitino... thuyết, siêu đối xứng không bị ràng buộc bởi điều kiện phải là một đối xứng ở thang điện yếu (electroweak scale) Nhưng ở thang năng lượng cao hơn cỡ một vài TeV, lý thuyết siêu đối xứng có một số kết quả đẹp Mô hình siêu đối xứng có thể giải quyết một số vấn đề còn tồn tại trong mô hình chuẩn, ví dụ như sau: - Thống nhất các hằng số tương tác (coupling unification): Nếu chúng ta tin vào sự tồn tại của các. .. các hạt thông thường của SM nhận số chẵn lẻ R là +1, trong khi các bạn đồng hành siêu đối xứng của chúng nhận số chẵn lẻ R là −1 và được định nghĩa như sau: R = (−1)3(B−L)+2s 13 với B là số baryon, L là số lepton và s là spin của hạt Một hệ quả của đối xứng R là các hạt siêu đối xứng chỉ được sinh ra theo từng cặp trong các va chạm - Vấn đề về bất đối xứng baryon (baryon asymmetry): Trong SM, vi phạm... U(1)) Cách duy nhất (mà hiện nay biết được) để thoát khỏi những khó khăn đó là phá vỡ siêu đối xứng (toàn cục) một cách tường minh [133] Để phá vỡ siêu đối xứng một cách tường minh mà vẫn đảm bảo tính tái chuẩn hóa của lý thuyết và không làm xuất hiện các phân kỳ bậc 2, người ta đưa vào các số hạng đặc biệt, không siêu đối xứng nhưng bất biến gauge, được gọi là các số hạng "phá vỡ siêu đối xứng mềm" Các. .. tồn tại các tương tác chiral [146] Do đó, trong luận án này chúng tôi chỉ xét Mô hình chuẩn siêu đối xứng tối thiểu (MSSM) là mô hình siêu đối xứng đơn giản nhất (N=1) [147, 148] với các số hạng phá vỡ siêu đối xứng mềm Đối với MSSM, mỗi hạt fermion có bạn đồng hành là một hạt boson và ngược lại Ngoại trừ spin là khác nhau, các số lượng tử của các trạng thái boson và bạn đồng hành fermion của chúng . nhất các hằng số tương tác, vật chất tối không baryon . . . Việc siêu đối xứng hoá mô hình chuẩn sẽ cho ra đời các mô hình chuẩn siêu đối xứng, trong đó người ta đặc biệt quan tâm đến mô hình chuẩn. nghiên cứu của mình là: " ;Đặc tính của các hạt si êu đối xứng trong một số mô hình chuẩn mở rộng& quot;. 2. Mục đích nghiên cứu Trong khuôn khổ của luận án, chúng tôi tập trung nghiên cứu các vấn. tới vi ệc xây dựng các mô hình tổng quát hơn mô hình chuẩn, hay còn gọi là mô hình chuẩn mở rộng. Mô hình mới phải giải quyết được những hạn chế của mô hình chuẩn và trong một trường hợp riêng