mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 29
Текст из файла (страница 29)
29»), в диаграммах более высокого порчдка импульсы виртуальных частиц неопределенны (см. рис. 299). В результате при интегрировании по всем возможным (в том числе большим) значениям импульсов виртуальных фотонов и электронов появляются расходимости (бесконечности). Так, учет диаграмм высшего порядка дает бесконечно большую добавку 5»7 к массе и» голого (лишенного взаимодействий) электрона, входящего в классическое уравнение Дирака. В результате «суммарная» масса электрона»7=»7»+Ьи, которая должна наблюдаться в эксперименте, оказывается бесконечно большой, что физически бессмысленно. Аналогичные трудности возникают и с электрическим зарядом.
Эти трудности удалось устранить специальными методами перенормировок массы и заряда. Идея этих методов заключается в таком изменении (перенормировке) ненаблюдаемых значений массы »7» и заряда е» идеализированного голого электрона, чтобы результирующие значения »7 и е для физического электрона, «одетого в шубу» взаимодействий, совпали с наблюдаемыми значениями»7=9,1 10 ~а г и «=4,8 10 '» СГСЭ. Очень грубо можно сказать, что перенормировка массы сводится к взаимной компенсации двух бесконечно больших ненаблюдаемых величин: т» и Ьт («вычитанне» бесконечностей).
В теорию должна входить только наблюдаемая величина»7. Другие физические наблюдаемые величины (например, сечения или уровни энергии) также оказываются конечными, если их выражать непосредственно через т. В 102. Позитроний. Р- и С-четность позитрония При встрече медленного позитрона с атомным электроном позитрон может захватить его и образовать связанную систему * Кш»»В11» т., 1»»4Ч»И1 Ъу. В. 77 Рьук К»».
Ее11. 19К1. Ч»1. 47, 1Ч 22. Р. 1573— 157б. у' Ю2. Потнтроннлц Р- и Сччетлость лотнтронил 145 из позитрона и электрона, которая называется позитронием (Ря). Позитроний подобен атому водорода, однако его приведенная масса и, следовательно, энергия связи вдвое меньше, а радиус вдвое больше, чем у атома водорода.
Суммарный спин 5 электрона и позитрона может принимать два значения: 1 и О. В соответствии с этим рассматривают оргон парапозитроний. Полный момент количества движения позитрония )тЬ+$, где А=О, 1, 2,...— орбитальный момент. Таким образом, ортопозитроний может находиться в состояниях зЯ,, тР„, Р,, Рм, а парапозитроний — в состояниях 'оо, 'Р, и т. п, Р-четность позитрония равна Р=(-1)с~'.
Это следует из того, что внутренние четности электрона и позитрона противоположны (как у частицы-фермиона и ее античастицы), а орбитальная Р-четность равна (- 1)~. Позитроний является истинно неитральной системой, все заряды (электрический, лептонный, барионный и др.) которой равны нулю. Поэтому при операции зарядового сопряжения позитроний переходит сам в себя: С~ фр,!=!фр,~. Отсюда следует, что Смиряв — +фр„ т. е.
позитроний имеет определенную зарядовую четность (Ср„— — +! или Ср,— — — 1). Легко показать, что знак зарядовой четности позитрония определяется его орбитальным моментом и спином: С„=(-1)"', (102.1) Этот результат можно получить, например, если условно предположить, что позитроний состоит не из частицы и античастицы, а из двух тождественных частиц — электронов, находящихся в разных пространственных, спиновых и зарядовых состоянияха. Тогда волновую функцию позитрония можно записать в виде антисимметричной комбинации волновых функций обоих электронов: яур,— — К (г, х, е ) фх (г', у', е ') — Чуя (г, 5, е ) Ф, (г', к', е ').
(102.2) Применив к (102.2) операцию зарядового сопряжения, получим выражение Схрр,— — ф,(г, х, е )хух(г', 5', е ) — Грх(г, х, е+)яр1(г',.т', е ). (102.3) С другой стороны, применив к (102.2) операцию зеркального отражения Р=( — 1)~ и операцию обмена спинами Я=( — 1)к+', получим Жфр, —— Чя, (г', е', е ) т(гх(г, е, е+) — фх(г', 5', е ) ф,(г, з, е+). (102.4) Сравнивая (102.3) и (102.4), имеем * Такое предположение лопустимо потому, что в последующих рассуждениях не используюгся поня~на внутренней четности частицы и античастицы.
Гатова ХУ!П. Леитоны Сфв,— — -ФЮфг„т. е. С= — Рй=( — 1)ь'*. Зарядовая четкость позитрония определяет характер его аннигиляции. Поскольку у-квант является зарядово-нечетной частицей (так как все векторы электромагнитного поля меняют знак при изменении знака электрического заряда), то в соответствии с законом сохранения С-четности позитроний с положительной С-четностью может аннигилнровать только в четное (преимущественно в два) число Т-квантов, а позитроиий с отрицательной С-четностью — в нечетное (преимущественно в три) число т-квантов.
Обычно аннигиляция позитрония происходит из Я-состояния, в которое позитроний приходит, испуская радиационные фотоны. При этом ортопозитроний, находящийся в состоянии зЯ, т. е. имеющий отрицательную С-четность [С=(-1)х+з=( — 1)~+'= = — 1), аннигилирует в три т-кванта, а парапозитроний, находящийся в состоянии 'Яе и, следовательно, имеющий положительную С-четность (С=( — 1)в'а=+1),— в два.
Естественно, что трехфотонная аннигиляция менее вероятна, чем двухфотонная. Поэтому время жизни орто- и парапозитрония различно: тЯ =1,4.10 "с; т"„"'=1,25 10 '~ с. (102.5) $ 'И)3. Электронные нейтрино и антинейтрино 1. СВОЙСТВА ч, И 9,.
ФЕЙНМАНОВСКИЕ ДИАГРАММЫ ДЛЯ СЛАБОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В 1931 г., через три года после предсказания Дираком существования познтрона, Паули предсказал существование в природе еще одной частицы — нейтрино, В з 18 мы довольно подробно рассказали о первоначальных взглядах на свойства этой частицы и развитии их с течением времени, а также об опытах, в результате которых была сформулирована современная точка зрения на эту проблему.
Вкратце она сводится к следующему, В процессах р*-распада ядер вместе с позитроявзм н электроном испускаются электронные нейтрино (т,) и антииеитрино (9,), которые являются частицей и античастицей по отношению друг к другу. Они имеют равные массы (т„=т, =0 или очень близкие к нулю), спины (а„= а-„= 1/2) время жизни (т„=т„- =со), электрические заряды (з„=з-„=О) и магнитные моменты (р„= р„- =О), но различаются сйиральностью (отрицательная у м, и положительная у 9,) и характером взаимодействия с нуклонами в процессах прямого и обратного 147 3 103. Электронные нейтрино и аитииейтрино р-распада. Формально (но удобно) это различие описывается при помощи электронного лептонного заряда, который у нейтрино такой же, как у электрона (2.„=А,— =1), у антинейтрино — как у позитрона (Ц. = Ь, л = — 1), а у всех остальных частиц равен нулю. Все разрешенные процессы с участием ч, и ч, удовлетворяют закону сохранения электронного лептонного заряда (суммарный лептонный заряд левой н правой частей реакции равны): и- р+е +и, ч,+и-+р+е;) (103.1) р- и+е++ч„ч,+рьи+е+,) а запрещенные противоречат ему; и+ р+е +ч„ч,+и+ р+е р+ и+е++ч„ч,+р+ и+е+,) Позднее мы увидим, что введенный электронный лептонный заряд является только одной из разновидностей легггонного заряда.
Кроме Е,, в настоящее время для описания поведения мюонных лептонов (1з, !з~, ч и ч„) используется мюонный лептонный заряд 1.в (см. 8 105, п. 3), а для описания таулептонов (т, т ~, ч, и ч,) — тау-лептонный заряд Ь, (см. 8 107). В настоящем параграфе рассматриваются только электронные лептоны. Поэтому иногда для удобства вместо ч„ ч, и г„будут использоваться упрощенные обозначения ч, ч и Л.
Процессы слабого взаимодействия, так же как и электромагнитные„можно изображать с помощью фейнмановскнх диаграмм. Основной элемент диаграммы Фейнмана для слабого взаимодействия состоит из четырех внешних линий (двух нуклонных и двух лептонных), пересекающихся в общей вершине (четырехфермионный характер слабого взаимодействия). На рис.
380 изображена диаграмма процесса ч,+р- и+е', на рис. 381 — диаграмма процесса ч,+и- р+е . Йз рисунков видно, что диаграммы как бы состоят из двух непрерывных линий — нуклонной (и — р) и лептонной (ч — е ) или (е' — ч). Такая структура диаграмм является отражением законов сохранения барионного и лептонного зарядов. Безразмерная константа 8.,, характеризующая силу. слабого взаимодействия, весьма мала*.
Поэтому диаграммы низшего ' Зга константа следующим обпчазом связана с размерной константой слабого взаимодействия 8=1,4.10 ' эрг см'=1,4.10 Га Дж.смэ, введеаной е в 1 18: 8,„= м м3,2.10 'з. Иногда вместо Х'„„„, используют Х'„"„'„„или йс(Х,",'„„)з Х'„'„'„„,. В этих случаях для безразмерной константы км получается соответственно е' ъ2,4.!О '~ /н и е,"„=1,2 !О '~ 'а. Гииви Кс'Ш. Лептииы Рис.
380 Рас. 381 порядка для слабого процесса позволяют получать количественные результаты. Однако несмотря на малость константы слабого взаимодействия (8~„:.ко=их/Ьс=1~137) учитывать диаграммы более вы-. сокого порядка (считать радиационные поправки) для слабого взаимодействия нельзя из-за невозможности проведения перенормировок (см. 5 81).
В дальнейшем в связи с аналогией между электромагнитным и слабым взаимодействиями было введено представление о кванте слабого взаимодействия, роль которого выполняет гипотетическая частица заряженный И'- с бозон (рис. 382). И'-бозон должен обладать р следуюшими свойствами: У= + 1, 8 = 1, т»т„. Схема с И'-бозоном пригодна для 'с |рассмотрения слабого взаимодействия, обусловленного слабыми заряженными токами (в то время слабые нейтральные токи еше не были обнаружены). Позднее была построена перенормируемая теория злектрослабых взаимодействий, которая описывает Рис.
382 электромагнитные и слабые 'взаимодействия (с заряженными и нейтральными токами). В этой теории кроме фотона естественным образом появляются два заряженных тяжелых бозона И'' и И' и один нейтральный тяжелый бозон У и (квант слабого взаимодействия, обусловленного нейтральными токами). Масса тяжелых бозонов — около 80— 90 ГзВ, что обеспечивает малый радиус слабого взаимодействия. В 1982-- 1983 гг. И' с и У с-бозоны были открыты (подробнее см. 8 130). 2. ДВОЙНОЙ ~3-РАСПАД В первые годы после появления гипотезы Паули о существовании нейтрино, когда еще ие были сделаны прямые опыты по наблюдению взаимодействия ч н 9 с нуклонами, вопрос об их различии стоял очень остро. Теоретическое рассмотрение этого вопроса (проведенное до обнаружения несохранения У 103.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
