mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 42
Текст из файла (страница 42)
Эксперименты по оценке масс нейтрино дают лг, с!й эВ, з Ю9. Краткое эаключгккг к гл. ХП11 202 т„<0,25 МэВ, юи„<35 МэВ. В одном эксперименте получено значение ю„эгО. С точки зрения теории пьггО ничем не запрещена и даже желательна. Все лептоны участвуют в слабом (н гравитационном) взаимодействии. Это подтверждается значением сеченая взаимодействия лептоиов с вуклонами, а также значениями периодов полураспада. Электроны е позитроны е' и все нейтрино ч и аитинейтрино 0 стабильны. Мнюны П' и р за время т„ж2,2 10 е с распадаются по схемам р '- е++ ч;ь%„ и р - е +О.+ч„.
т-Лептоны за время т, м 3. 1О " с распадаются по многим двух- и трехчасгнчнмм схемам с образованием ч, и ч,. Экспериментально показано, что в процессах образования и распада мюонов, т. е. в (к — р)- я (р — е)-распадах, нарушается заков сохранения Р-четяосги, что проявлается в виде определенною знака спнральности у всех лептонов, участвующих в распадах, и в асимметрии вылета электронов относительно спина мнюиов в (р — г)-распаде.. В процессах, идущих с участием понтонов, выполняются законы сохранения ЛситОИНЫХ ЗарядОВ Гч-— СОПЗ1 (дпя Е, Е', Ч, И 9,), Е,„=СОПЗ1 (дпя П, р', г„и О,) и 2„сопзг (для т, т', гэ и О,). лептонный заряд каждого типа отличен от нуля только для соответствующих лептонов.
Для всех остальных частиц (включая лептоны других типов) он равен нулю. Точность современных экспериментов по проверке справедливости законов сохранения лептонных зарядов допускает их небольшое нарушение как в смысле частичного снятия запрета на замену одного типа лептонов на другой, так и в смысле замены лептона иа антилептон. Если законы сохранения Ь„Ь„, 1., нарушаются в первом смысле и массы всех нейтрино различны и отличны от нуля, то будут возможны так называемые вейтрийные осциллации, т.
е. Взаимные пеРехолы чг~-+Ум ч,+.~ч,. чь~ гк Если закон сохранения Е, нарушается во втором сммсле, т. е. если существует небольшая вероятность О,мч то прн тьэьО'будет возможен двойной безнейтринный Р-рааад ~20(ОчЦ-типа 2л-~2р+2е Таким образом, наблюдение нейтринных осциллвций илн 2()(Оч)-распада однозначно указывало бы на пь пО. Однако нн тот, ии другой процесс пока не наблюдался. Заряженные лептоны е, е~, П, р', т и т' кроме слабого взаимодействия участвуют также и в электромагнитном взаимодействии, характер которого у всех перечисленных лептонов одинаков.
Все они ведут себя как точечные бесструктурные частицы вплоть до расстояний порядка 10 ьэ см. Особенно хорошо прослежена аналогия в электромагнитных свойствах электронов и мюоиов. Отрицательные мюоны образуют П-атомы, свойства которых сходны со свойствами обычных атомов. Существуют аналогичные системы типа е+у (позитроиий) и П'г (мкюний). Аналогично вычасляются ралиационные поправки к значениям магнитных моментов электрона и мюоиа.
Конкретные значения лептонных зарядов, спиральности и других свойств лептоиов приведены в табл. 42. у /1ц Свойства зарллсгнны.г и-мвзггнов Глава Х)Х )т-МЕЗОНЫ 5 110. Свойства заряженных и-мезонов Из ядерной пассивности и малого времени жизни мюонов следует, что единственным источником их появления вблизи поверхности Земли должен быть распад других, более тяжелых ядерно-активных частиц*.
Этими частицами оказались кмезоны, которые были открыты в !947 г. английским физиком Пауэллом с сотрудниками при помощи метода толстослойных фотографических пластинок. 1. ФОТОЭМУЛЬСИОННЫЙ МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ Метод толсгослойных ядерных фотопластинок, впервые предложенный лля исследования свойств элементарных частиц Л. В. Мысовским н А. П. Ждановым, заключается в следующем. Заряженные частицы регистрируются при помощи специальных фотографических пластинок, отличающихся от обычных тем, что эмульсионный слой в них достигает нескольких сотен микрон толщины (в обычных пластинках- 10 мкм) и обладаег гораздо большей чувствительностью. Заряженная часгица, проходя через пластинку, нонизует кристаллы галоидного серебра, взвешенные в желатине, н создает в них центры фотографического изображения, т.
е. группы атомов серебра столь малых размеров, что их нельзя увидеть в микроскоп. При проявлении в пластинке появляются следы заряженных частиц в виде цепочек черных зерен металлического серебра диаметром около 0,5 мкм и средним расстоянием между ними не болыпе 5 мкм, Эти следы хорошо видны, если их рассматривать в микроскоп при увеличении в 200--1000 раз. Легко себе представить, чем могут отличаться такие следы один от другого. Прежде всего длиной, характеризующей путь, пройденный частицей.
Так как очень час~о заряженная частица попадает в пластинку, уже пройдя часть своего пути в воздухе (или в какой-либо другой среде), то ее полный путь остается неизвестным. Поэтому обычно пучь, пройденный частицей, измеряют в образном направлении гот места, где " Здесь не рассыаз.риваются слабые пропсссы образования ыюонов под действием первичных ыюонпых нейтрино, в резульгазе которых нозникает лишь очень нсболыпая доля мгаопов.
2!О Глава ХГХ. л-ввезены частица остановилась) и называют остаточным пробегом Я. Остаточный пробег частицы зависит от ее заряда, массы и энергии Т в данном месте траектории. Измерения, проведенные с протонами разных энергий, дали следующую зависимость Т от Я (см. й 23): (110.1) Т,=с!Я",.
Здесь Тр измеряется в мегаэлектрон-вольтах; Я вЂ” в микронах, а и и й — постоянные коэффициенты: се=0,25, п=0,58в, Таким образом, измерив пробег протона, можно при помощи формулы (110.1) определить его энергию. Чем больше ионизирующая способность частицы ЫТ)ЫЯ, тем больше создается на ее пути центров скрытого фотографического иэображения и, следовательно, тем больше будет плотность зерен 8=вы/е(Я в соответствующем месте следа частиць!: Йт' йТ гэ я= — — =г т (н) ,лЯ лЯ от (110.2) Плотность зерен г, т. е. среднее количество зерен в данном месте следа на единицу его длины (например, на 100 мкм), является второй важной характеристикой следа заряженной частицы. Формула (110.2) показывает, что прн известном г по значению плотности зерен можно найти скорость частицы, Плотность зерен я максимальна при Я=О, т.
е. в конце пути частицы, и уменьшается с ростом скорости (остаточного пробега Я) до одного и того же минимального значения я„„, которое достигается, когда скорость частицы становится близкой к скорости света. Величина г„, зависит от заряда частицы г и имеет наименьшее значенйе для г=1. Сравнивая кривые Х(Я) для двух заряженных частиц, можно найти отношение их масс. Легко показать, что и! !два =(Ят ~Яг ~г /Л/г) и =сопи! г=сопз! где Я, и Яг — длины остаточных пробегов частиц 1 и 2 с одинаковыми скоростями и зарядами, а Х, н Ф,— полное число зерен на этих остаточных пробегах.
Как уже отмечалось в э 23, формула (110.1) легко обобщается на частицы любой массы и любого заряда: Т„=се —" гмЯ„", (110.4) в Значения коэффициентов и и и несколько изменяются прн переходе от фотографической эмульсии одного типа к другому. О" 110. Свойства варвжевних в-мевонов 211 2,5 х р11с (! 10.5) где х — длина (в мкм) отрезка траектории, на котором измеряется угол1 р — импульс (р()с измеряется в мегаэлектронвольтах). где Т„измеряется в мегаэлектрон-вольтах, ߄— в микронах, а и и и имеют прежние значения. Из формулы (110.4) следует, что прн равной энергии двух частиц (с одинаковыми зарядами) частица с меньшей массой имеет ббльшую длину пробега.
Совершенно очевидно, что это связано с большей начальной скоростью легкой частицы и, следовательно, с меньшей ионизирующей способностью. Таким образом, измерение остаточного пробега частицы и подсчет числа зерен на ее следе позволяют определить пройденный путь, направление движения (по направлению градиента плотности зерен), массу и энергию частицы. Различие в следах частиц с разными зарядами х столь существенно (ббльшая величина я при той же скорости), что по виду следа в большинстве случаев может быть оценен и заряд частицы.
Однако описанный метод пригоден только в тех случаях, когда можно измерить остаточный пробег частицы, т. е. когда частица останавливается в эмульсии. Для частиц, не останавливающихся в эмульсии, понятие остаточного пробега теряет смысл. В подобных случаях для анализа свойств частицы наряду с плотностью зерен используется третья характеристика следа †степе его прямолинейности.
Сравнение следов различных частиц показывает, что некоторые из ннх остаются прямолинейными практически до конца пути, другие же к концу пути становятся извилистыми. Особенно это заметно для следов самых легких заряженных частиц — электронов, которые к концу пути в эмульсии начинают описывать причудливые траектории. Для более тяжелых частиц эффект искривления пути также имеет место, однако в гораздо меньшей степени, так что для его обнаружения требуются специальные измерения. Описанное явление объясняется многократным кулоновским рассеянием, испытываемым заряженной частицей при ее прохождении через вещество.
При каждом акте рассеяния заряженная частица несколько изменяет направление своего движения, так что для достаточно большого пробега суммарное отклонение от первоначального направления может оказаться довольно значительным. В з 24 было показано, что средний угол отклонения и (в градусах) при многократном рассеянии в эмульсии равен 212 Глава А7Х, а-Мезавы Из формулы (110.5) следует, что из двух заряженных частиц с разными массами и одинаковыми скоростями тяжелая будет испытывать меньшее рассеяние, чем легкая. Сопоставление среднего угла многократного рассеяния а, зависящего от массы и скорости, с плотностью зерен являющейся функцией только скорости, дает второй способ определения массы и энергии частицы.
Этот способ сравнения масс частиц с одинаковым зарядом особенно ценен тем, что он, как уже указывалось выше, применим и в таких случаях„ когда исследуемая частица не остановилась в эмульсии и, следовательно, ее остаточный пробег не известен. Мы не будем останавливаться на методах определения заряда частицы. Напомним только, что одним из возможных способов его измерения (кроме очевидного способа — оценки г по ионизации) является подсчет б-электронов, возникающих на пути заряженной частицы (см.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
