mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 35
Текст из файла (страница 35)
При этом меняется энергетическое состояние системы. Теория явления показывает, что первые переходы сопровождаются испусканием электронов Оже, а при переходе из состояния 2р в состояние 1э испускаются у-кванты. Так как радиусы мюонных орбит известны, то может быть подсчитана и энергия испускаемых у-квантов. Переходы мюона с орбиты на орбиту происходят за короткое время (1О 'ч — 1О "с).
В дальнейшем р-атом существует до тех пор, пока мюон либо распадется, либо захватится протоном ядра по схеме (104.6) р +р- и+ч„. Если бы последний процесс происходил намного быстрее, чем процесс распада мюона, то это должно было бы привести к резкому уменьшению времени жизни мюонов в плотных средах. Тот факт, что вероятность захвата мюона всего в 30 раз больше вероятности его распада даже для такого тяжелого ядра, как свинец, говорит о чрезвычайно слабом взаимодейст- е 104.
Мюоны вин мюонов с ятшами. Действительно, оценка радиуса К-орбиты и-атома свинца показывает, что он меньше радиуса ядра: «2 (гк)« -Рь Ъи«е 10 — «4 82 207 9-10-" 2З. 10-" Таким образом, в рассмотренном случае образования р-атома свинца мюон в течение 7 10 ' с находится внутри атомного ядра и. не поглощается им.
Это время в 10 "— ! 0'е раз превосходит время быстрого ядерного взаимодействия (10 ~~ — 1О ~~ с) Юханы. Во столько же раз взаимодействие мюонов с ядрами слабее, чем это должно быть для кванта ядерных сил. Заметам что здесь речь идет только о специфическом взаимодействии мюонов, называемом слабым, а не об электромагнитном взаимодействии, которое очень велико по сравнению со слабым.
Непосредственная оценка сечения слабого взаимодействия мюонов может быть сделана по формуле о ж 1/(л1), где л †концентрац нуклонов в ядре; 1 †пу, пройденный мюоном за время взаимодействия. Принимая в=10зв, 1=ст=3.10'~ 7 1О '=2 1О'см, имеем о=10-4~ см' Таким образом, процесс (104.6) действительно относится к числу слабых, медленно протекающих процессов, аналогичных процессу е-захвата е +р- ч+л и обратного 1)-распада 1см. (18.26) и (18.27)3. 4. НАРУШЕНИЕ ЗАКОНА СОХРАНЕНИЯ Р-ЧЕТНОСТИ В (и — е)-РАСПАДЕ Если процессы с участием мюонов относятся к слабым взаимодействиям, то естественно ожидать, что в них (так же как в процессах р-распада) нарушается закон сохранения четности.
Напомним, что экспериментальное доказательство нарушения этого закона в р-распаде было получено в 1957 г. Ву, которая наблюдала асимметрию вылета электронов 13- распада относительно направления спина р-радиоактивных ядер (см. з 18, и. 8). Чтобы сделать такое наблюдение возможным, распадающиеся ядра пришлось предварительно поляризовать. Глава КУШ. Лелвопы 174 Аналогичный опыт с мюонами оказался существенно проще,. так как мюоны, образующиеся в процессе (я — 11)-распада, например по схеме / и+-+1ь+ + Ув, (104.8) вылетают в поляризованном состоянии.
К такому заключению легко прийти, проведя следующее простое рассуждение. При изучении углового распределения позитронов (р — е)- распада была обнаружена асимметрия относительно начального. импульса мюоиа ро (рнс. 393): с6Ч,-(1 —.а соя О), (104.9) )з)1(х, у, г))г=)зу( — х, — у, — г)1г.
Но замена (х, у, г) на ( — х, — у, — г) эквивалентна замене в сферических координатах О на (я — О) и гр на (я+ «з). Следовательно, в случае сохранения четности вероятности ' В 1 105, п. 4 мы узнаем, что спин 1юложитсльнога мюоив поляризуется в ивпрввленни, противоположном нвпрввленпю начального импульса. где а>0. Большая часть позитронов летит против направления начального импульса положительного мюона. Таким образом, положительный мюон в конце своей жизни (перед распадом) «помнит» направление своего вылета из я+-мезона. И это несмотря на то, что распад мюона всегда происходит после его остановки, ко~да конечный импульс мюона равен нулю (время жизни р '-мюона т„-2,2 10 ь с, а время ионнзационного торможения в фотоэмульсии т„,„=10 "'с).
Единственным возможным механизмом «памяти» мюона в этих условиях является продольная поляризация его спина относительно направления первоначального импульса ро *. Так как при движении мюона и даже после его остановки направление спина остается неизменным, то наблюдаемая асимметрия есть асимметрия вылета позитрона относительно спина положительного мюона в момент распада. Наличие такой асимметрии и является доказательством нарушения закона сохранения четности в (р — е)-распаде. Действительно, в соответствии с законом сохранения четности квадрат волновой функции, который дает вероятность найти частицу в данной точке пространства (х, у, г), удовлетворяет соот- ношению е !04.
Мюо«ы 175 найти частицу под углами О и (я — О) должны быть равны, т. е. угловое распределение частиц не должно содержать членов с нечетными степенями сов О. б. СПИН И. МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ МЮОНА. СХОДСТВО МЮОНА С ЭЛЕКТРОНОМ ре ~в~ еЬ (104.10) 2)и,с где Ме — магнетон Бора. Это значение совпало с экспериментальным значением р,'"'", которое были уже известно к моменту, когда Дирак получил свой результат (см.
9 101). Впоследствии было учтено взаимодействие электрона с собственным электромагнитным полем, которое дает небольшую поправку к формуле (104.10). Правильность учета радиационных поправок была также подтверждена экспериментально (см. з 101). Если мюон вполне подобен электрону, та он, так же как и электрон, должен удовлетворять уравнению Дирака, т. е.
его магнитный момент должен в первом приближении совпадать с формулой (104.10), в которой вместо массы электрона стоит масса мюона: ев и, ро = о«в. 2т„с т„ (104.11) По мере накопления экспериментальных фактов о свойствах мюона все отчетливее становилось его удивительное сходство с электроном. В самом деле, мюопы и электроны имеют одинаковые спины (в=1/2), барионные (В=О) и электрические (х= ~1) заряды. И те и другие участвуют в слабом взаимодействии со всеми его особенностями (малое сечение, нарушение закона сохранения четности). И те и другие не участвуют в сильном взаимодействии. И те и другие сходным образом участвуют в электромагнитном взаимодействии: например отрицательные мюоны, так же как электроны, могут входить в состав атома, образуя р -атом; энергетические переходы отрицательного мюона в р -атоме сопровождаются испусканием электромагнитного излучения (см.
п. 3). Словом, создавалось впечатление, что отличие мюона от электрона не проявляется ни в чем, кроме значения массы (л7„-2077п,), в связи с чем одно время мюон даже называли «тяжелым электроном». Как известно, электрон подчиняется уравнению Дирака, из которого, в частности, следует, что магнитный момент эле- ктрона 17б Глаеа Х1711. Лелтслы е- Рис. 394 Если же мюон — не дираковская частица, тогда его магнитный момент должен отличаться от значения, даваемого формулой.
И зто отличие будет свидетельствовать о каких-то особенностях его взаимодействия (подобно тому как аномальные значения магнитных моментов нуклонов (см. 0 5, и. 5) свидетельствуют о том, что они участвуют не только в электромагнитном, но и в сильном взаимодействии), Измерения магнитного момента мюона, выполненные методом магнитного резонанса (см. 0 5„п. 3), полностью подтвердили формулу (104.11), что еще раз подчеркнуло удивителыюе сходство электрона и мюона. Наконец, это сходство проявилось и при сравнении таких тонких эффектов, как радиационные поправки к значению магнитного момента.
В настоящее время вычисление радиационных поправок (т. е. учет взаимодействия мюона с собственным электромагнитным полем) сделано вплоть до диаграмм пятого порядка (три примера которых показаны на рис. 394) и получен следующий результат *: )ге=)го 1+ — +0,75 —, =-)го=10011054(го (10412) 2и нг( 2 где во= — М»; я — гиромагнитное отношение; а=е /Ас — погпе г лгв стоянная тонкой структуры; М» — магнетон Бора. Любопытно отметить, что приведенный результат оказалось невозможно проверить в полной мере методом магнитного е Формула (104.12) несколько отличаетса от соответствующей формулы (101.2) дла злектрона, потому что при получении ~ормулы (!04.12) прикоднтсв учитывать вклад от диаграмм с виртуальными (е — е )-парами (см.
рис, 394), в то време как аналогичным вкладом от (Л'-р )-пар прн выводе формулы (101.2) из-за большой массы миюна монне пренебречь. у 104. Мюоны 177 резонанса. Дело в том, что точность определения 8 ограничена точностью знания массы мюона, которая входит в выражение для частоты прецессии вместе с 8 и Н: а„, „=8еН/(2рлрс), (104.13) Здесь 8 — гиромагнитное отношение; Н -- напряженность магнитного поля; с — скорость света; е — единичный электрический заряд. Поэтому точное значение магнитного момента мюона было получено с помощью другого метода, основанного на прецизионном измерении величины (я — 2)/2в10 '(8/2). Идея этого метода заключается в измерении изменения угла между спином мюона а„и его импульсом р„при прохождении мюона через магнитное поле Н. Как известно, частица с массой рп н зарядом е движется в поперечном магнитном поле по окружности с цнклотронной частотой /е — 2 1еН рр = (а,„- св„)1= ~ — 1 — д 2 )тс' (104.18) а через М оборотов (~=НТ,=1Ч2я/сл„) (104.19) св„= еН/ (те), (104.14) которая в нерелятивнстском случае не зависит ни от скорости частицы, ни от радиуса орбиты, Известно также, что спин в и магнитный момент 1а=йв этой частицы должны прецессиро в ать в магнитном поле Н с ларморовской частотой ш„, „=8еН/(2рлс).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
