mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 36
Текст из файла (страница 36)
(104.15) Сравнивая между собой (104.15) и (104.14), видим, что для дираковской частицы (я=2) 'вр 'ллары~ (104.1б) т. е. при движении такой частицы в магнитном поле угол ср между ее импульсом р н спи лом я будет оставаться неизменным (рис, 395). При 8>2 (104.17) и угол <р между спином и импульсом частицы будет непрерывно изменяться. Если для простоты предположить, что в начальный момент г = 0 угол <р = 0 (спин а и импульс р частицы параллельны), то через г секунд угол (в рад) будет равен Галки КРтд.
Леатояы 178 Видно, что в (! 14.18) вместе с массой входит не 8/2, а (а — 2)/2. Подставив в (104.19) теоретическое значение (8 — 2)/2, взятое из (104.12): Г г 1 7 / г 1 ! ф х 7 1/ М Тр Рис. 396 (к -2)/2 = 0,0011654, (104.20) можно подсчитать число оборотов Ж, необходимые для того, чтобы угол ~р принял заданное значение. Например, для того чтобы спин мюона сделался антипараллельным импульсу (1р = к), требуется К=429 оборотов.
В опыте решалась обратная задача — измерялись ~р и Ж и вычислялось значение я. На рис. 396 изображена схема опыта. Мюон входит в область длинного (6 м) перпендикулярного плоскости чертежа постоянного магнитного поля с небольшим (и переменным по длине) градиентом, замедляется в бериллиевом поглотителе Ве до определенной энергии и, описывая смещенные относительно друг друга окружности радиусом 19 см, движется вдоль магнита. Напряженность магнитного поля Н и йгадН были рассчитаны таким образом, чтобы за время перемещения с одного конца магнита до другого мюон успел сделать несколько сотен оборотов Ф (шаг смещения окружностей в середине траектории составлял около 4 мм). Выйдя из области магнитного поля, мюон попадает в мишень М, в которой останавливается и распадается.
Позитрон распада регистрируется телескопом счетчиков Т, или Т, (в зависимости от направления вылета позитрона относительно импульса мюона). Число оборотов 1у, которое сделал мюон в области магнитного поля, определялось по времени его пролета через о 104. мюоиы 179 о,г -О,1 -о,г 'О 7 г г 9 О ОО, с Рис. 397 систему счетчиков, расположенных на входе (1, 2 и 3) и выходе (4) магнита.
Угол поворота спина ~р определяется по асимметрии А вылета позитронов (р — е)-распада относительно направления спина мюона: Ф(0) — Ф(я) (104.21) Х1(0)+ 1у(х) которая может быть вычислена из сравнения показаний телескопов Т, и Т2. Из формулы (104.9) и подстрочного примечания к тексту, поясняющему эту формулу, следует, что позитроны (р+— е')-распада вылетают преимущественно вдоль спина положительного мюона. Поэтому А принимает максимальное значение при в„Цр„, нулевое при а„.1р„и меняет знак при вДр„(под р„понимается направление ймпульса мюона, входящего в мишень М).
При промежуточных ориентациях в и р„ асимметрия А изменяется по закону синуса (рис. 397). Период синусоиды соответствуег повороту спина относительно выходящего импульса на 2я. Он является функцией (» — 2)/2. В опыте такого типа, выполненном в 1970 г., было получено для магнитного момента р~-мюона значение р=(1,00116616~31 '1О ~)ао (104.22) которое в пределах погрешностей согласуется с теоретическим значением (104.12) вплоть до шестого знака после запятой. Кроме того, полученное значение я позволило (методом магнитного резонанса) уточнить значение массы мюона: гл „= (206,767+ 0,003) гл,. Итак, оказалось, что мюон совпадает с электроном по всем параметрам, включая весьма тонкие эффекты типа 180 1"еаее ХЧШ.
леваны радиационных поправок к магнитному моменту. И только масса мюона в 207 раз больше массы электрона. Естественно было считать, что различие в массах мюона и электрона каким-то образом связано с различием мюонных и электронных нейтрино (см. 9 105). Однако эту связь понять было трудно, так как различие в свойствах нейтрино относится к особенностям слабого взаимодействия, которое, казалось бы, не может заметным образом влиять на значение массы частиц. Положение еще больше осложнилось в 1975 г., когда был открыт тяжелый т-пелтон (см. 8 107) с массой 1,78 ГэВ (тяжелее протона). Возможно, что решение вопроса о массе заряженных лептонов будет получено в развивающейся в настоящее время единой теории слабых и электромагнитных взаимодействий, в которой постулируется существование «массообразующих» бозонов Хиггса (см.
8 130). 9 106. Мюоннне нейтрино и антинейтрино 1. ГИПОТЕЗА О СУЩЕСТВОВАНИИ ДВУХ ТИПОВ НЕЙТРИНО: ч, И ч„ Когда была получена схема (и — е)-распада в виде р*- е*+ч+ ч, то вначале считалось само собой разумеющимся, что входящие в нее ч и 9 являются теми самыми нейтрино и анти нейтрино, которые участвуют в р-распаде.
Однако в 1957 г. была высказана гипотеза о существовании двух видов нейтрино и антинейтрино: электронных (ч, и ч,) и мюонных (ч„н ч„), которые отличаются друг от друга характером взаймодействия с нуклонами. В соответствии с этой гипотезой процессы р-распада должны сопровождаться испусканием электронных нейтрино и антинейтрино: л-+р+е +ч„' (105.1) р- л+е +ч,; (105.2) +Р ~че+л (105.3) а упомянутые в 8 81 ля-мезоны должны распадаться по схемам л -ц +ч„; (105.4) л -ер +ч„ (105.5) с образованием мюонных нейтрино и антинейтрино. Таким образом, электронные нейтрино и антинейтрино всегда участвуют в процессах взаимодействия совместно с электронамн н позитронами, а мюонные — совместно с мюонами. Поэтому т" !05. Мюашые нейтрино и иитииейтриие 181 Рнс.
398 в перечисленных выше процессах заменять ч, на ч„и ч, на ч„ нельзя. Другими словами, если ч,эйчи (ч,течи), то процесс (1-распада не может идти с испусканием мюонных нейтрино и антинейтрино: иеер+е +ч„; р~ и+с'+ч„. Соответственно невозможны и обратные процессы и+чае+р+е; р+чи+ и+е', (105,7) которые могут протекать только с образованием мюонов: и+ч„р+р (105.8) Р+чи и+Н (105.9) Если же ч,качи(ч,евч ~, то возможны как процессы (105.8) и (105.9), так й (!05 7. 2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ДОКАЗАТЕЛЬСТВО РАЗЛИЧИВ ч, И ч„ В 19б2 г.
было опубликовано предварительное сообщение о результатах опыта, в котором изучалось взаимодействие мюонных нейтрино и антинейтрино с нуклонами. Иэ этого опыта следует, что ч,Мчи (ч,течи)е. Опыт был проведен Ледерманом, Шварцем и др.
на 30-миллиардном брукхейвенском ускорйтеле (США), на бериллиевой мишени (Ве) которого рождались хе-мезоны с энергией 15 ГэВ (рис. 398). В процессе (я- -)т)-распада возникали мюонные нейтрино ч„и антинейтрино ч„, которые регистрировались при помощи большой искровой камеры ИК, находящейся на расстоянии около 34 м от мишени. ' Идея опыта была предло1кена Б. М, Понтекарао. Глава ХУШ. Леатаны !82 СС ЯС Рас.
399 Рас. 400 Для устранения фона от ядерно-активной компоненты пучка и быстрых ц --мюонов камера была окружена надежной защитой (до 13,5 м стали, бетон, парафин, свинец) и системой сцинтилляционных счетчиков, включенных в схсму антисовпадений. Стальная защита такой толщины должна ослаблять интенсивность я-мезонов в 10*в раз и полностью затормаживать рз-мюоны с энергией до 17 ГэВ (которых не может быть в пучке с первоначальной энергией !5 ГэВ).
Искровая камера (рис. 399) представляет собой большой бак, внутри которого находится 1О одинаковых секций, отделенных друг от друга плоскими сцинтилляционными счетчиками СС, включенными в схему совпадений с черенковским счетчиком ЧС (указанным на рис. 398). Для защиты от космических частиц и случайных мюонов передняя, верхняя и часть задней стенки камеры были закрыты плоскими сцинтилляционными счетчиками АС, включенными в схему антнсовпаденнй.
Чтобы зтн счетчики не срабатывали от заряженных частиц регистрируемого эффекта, они были изнутри защищены слоем железа. На рис. 400 отдельно показано устройство одной секции. Она состоит из девяти алюминиевых пластин площадью 110 х 110 см и толщиной 2,5 см, разделенных промежутками в 1 см (общая масса пластин одной секции — около 10~ кг).
Принцип работы искровой камеры заключается в следующем: при пролете заряженной частицы через пластины, на которые подано высокое напряжение (примерно 5 кВ), в промежутке между пластинами (в месте, где его пересекла частица) проскакивает искра. Для энергичной частицы, проходящей З !05. Мюоииые нейтрино и онтииейтриио 183 через несколько соседних пластин и промежутков, возникает цепочка из искр вдоль пути частицы, которая может быть сфотографирована и проанализирована. Очень существенным достоинством искровой камеры является возможность регистрации интересующих явлений практически без фона, Это связано с тем, что искровая камера обладает памятью на происходящие в ней явления: ионы, образовавшиеся на пути пролетевшей заряженной частицы, довольно медленно диффундируют от мест своего образования и, следовательно, в течение некоторого времени после прохождения частицы остаются вблизи ее траектории. Наличие памяти у искровой камеры позволяет подавать напряжение на ее пластины после того, как явление уже произошло, и только на короткое время, необходимое для образования искры.
Таким образом, запускаться камера может самим регистрируемым явлением, а при разумной схеме запускающего устройства--только им*. В описываемом опыте камера запускалась при помощи системы из нескольких десятков пластинчатых сцинтилляционных счетчиков, расположенных между группами алюминиевых пластин и включенных в схему совпадений с черенковским счетчиком, находящимся в пучке п-мезо нов.
В идеальном случае система запуска должна сработать только тогда, когда в результате процесса взаимодействия нейтрино и антинейтрино с нуклонами алюминиевых пластин заряженная частица возникает внутри камеры (так как система защиты и счетчиков антисовпадений исключает возможность срабатывания системы от заряженных частиц, попавших в камеру извне). В действительности установка регистрирует некоторое число фоновых частиц, прошедших через защиту и пропущенных счетчиками антнсовпадений, однако они отличаются от событий, вызванных взаимодействием нейтрино и антинейтрино, характером возникающих искровых цепочек.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
