mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 43
Текст из файла (страница 43)
э 24, и. 4). 2. ИСТОРИЯ ОТКРЫТИЯ не-МЕЗОНОВ В 1947 г. английский физик Пауэлл с сотрудниками облучил на высокой горе космическими лучами ядерные фотопластинки и после проявления обнаружил на них кроме следов протонов также следы частиц с массой 200 — 300ел„которые естественно было считать уже извес~ными в то время мюонами.
Однако более подробное изучение зарегистрированных следов, проведенное описанными выше методами, показало, что на самом деле эти следы вызваны новыми, неизвестными до сих пор частицами. На рис. 410 приведена схема одного из явлений, зарегистрированных в фотоэмульснях. Характер изменения плотности зерен я в следе, обозначенном к, показывает, что он принадлежит частице с зарядом к=1 и массой около 300т„которая двигалась в направлении, указанном стрелкой, и остановилась в точке А. После остановки частица я испустила вторичную частицу р с х = 1 и массой около 200ел„которая в свою очередь остановилась в точке Б.
Частицу ц естественно отождествить с мюоном, открытым еще в 1936 — 1938 гг. в опытах по изучению мягкой и жесткой компонент космических лучей. Частица к, при распаде которой образуется мюон, была названа л-мезоном (пноном), а сам процесс распада — (я- р)-распадом. Энергия (к — р)-распада равна (ле„— ел„)с =33 МэВ (использованы современные значения масс). Анализ многих событий (х- р)-распада показал следующее: 2!3 !20. Сй~д~~й~ з~~.~~«таян» х-л~~оио~ гГ у Рис.
4В Рис. 4! ! !. Длина пробега мюона всегда одинакова и примерно равна Р„м 600 мкм, что соответствует кинетической энергии Т„=4 МэВ. 2. Из одинаковости Т„ следует двухчастичный характер (л — !г)-распада. 3. След второй частицы не виден в фотозмульсии, следовательно, она не имеет электрического заряда (штриховая линия на рисунке).
4. Поскольку зта частица уносит большую часть (29 МэВ) энергии (к — р)-распада, ее масса должна быть много меньше массы мюона. 5. Этой частицей не может быть у-квант, который оставил бы в окрестности (к — р)-распада следы конверсионной (е — е )- пары. Таким образом, (к — р)-распад должен происходить по схеме и +и+».
(! 10.б) Из предыдущих опытов с мюонами было хорошо известно, что зто частицы нестабильные, распадающиеся через время тж2 !О " с с образованием электрона. Электроны распада мюона хорошо заметны в чувствительных фотопластинках, где они видны в виде следа однозарядной частицы с минимальной плотностью зерен д„„„и средним углом многократного рассеяния а, соответствуюп!им быстрому электрону (след е' на рис.
410). Энергия электрона оказалась различной для разных случаев распада и удовлетворяющей условию Т, < 50 МэВ. Поэтому распад мюона наряду с испусканием электрона должен сопровождаться вылетом еще по крайней мере двух нейтральных частиц, Анализ энергетического спектра Глава Х!Х. л-лвеваам 2!4 ц-ее+ч+ч (110.7) (знаки зарядов будут уточнены позже). Следы второго типа, зарегистрированные Пауэллом, изображены на рис.
411. Первая частица я, как показывает направление сгущения зерен, двигалась в направлении; указанном стрелкой, и остановилась в точке О. Масса этой частицы оказалась равной около ЗООеп, (современное значение 273т,), заряд х= 1. Из места остановки первичной частицы вылетают несколько заряженных частиц, которые оставляют в эмульсии следы, образующие так называемую «звезду», состоящую из нескольких «лучей». Этот случай может быть и втер прет про ван как захват я-мезона ядром, приводящий к ядерному расщеплению, которое обнаруживается в эмульсии в виде звезды. Полный энергетический баланс таких случаев, учитывающий кинетическую энергию и энергию связи освобождающихся частиц (включая нейтроны), дает величину около 150 МэВ, т.
е. совпадает с энергией покоя я-мезона. Таким образом, в обоих явлениях были обнаружены в качестве первичных частиц новые, более тяжелые, чем мюоны, частицы, которые были названы я-мезо нами (или пионами). При этом вполне естественно было предположить, что я-мезоны, вызывающие ядерное расщепление, имеют отрицательный заряд, благодаря которому они могут близко подойти к ядру и поглотиться им.
Наоборот, медленные положительные л"-мезоны не могут близко подойти к ядру из-за кулоновского отталкивания и распадаются на нейтрино и 1е '-мюон, который в свою очередь распадается на положительный электрон (позитрон) е ~, нейтрино ч и антннейтрнно ч: л'- р'+ч; )4+ -+е +ч+ч. (1 10.8) (1 10.9) Как мы уже говорили, в 1962 г., когда были открыты два типа нейтрино и антинейтрнно, этн схемы были уточнены: я+, )е++ча; и' е'+ч,+ч„ (110.10) (подробнее см.
з 105). электронов (и- е)-распада вблизи от его правой границы показывает, что этих частиц две и что онн не могут быть тождественными. Было предположено, что одна из них— нейтрино, другая — антинейтрино: 2!5 е 2!О. Соойетоа заолнеенныл л-мазаное Из схемы распада я+-мезона следует, что его лептонный заряд равен нулю: Ь„= О. Схемы распадов отрицательных пионов и мюонов приведены в и. З. 3, ВРЕМЯ ЖИЗНИ И СХЕМЫ РАСПАДА ял-МЕЗОНОВ Наблюдение многочисленных случаев распада ян-мезонов в фотоэмульсии показывает, что (к' — ц')-распад всегда происходит после остановки л ~-мезона, Время ионнзационного торможения я-мезона в эмульсии, как показывает подсчет, равно 10 " — 12 " с.
Отсюда следует, что время жизни я -мезона значительно больше 10 "— 1О 'з с. Вместе с тем оно должно быть заметно меньше времени жизни мюо на (примерно !О о с), так как изучение космических лучей показывает, что у поверхности Земли имеется много мюонов н относительно мало х-мезонов. Грубо время жизни х-мезонов было определено по убыванию количества л-мезонов в составе космических лучей при удалении от поверхности Земли, которую можно считать мишенью, где под действием быстрых космических лучей рождаются я-мезоны. Эта оценка дала для времени жизни к-мезона т=10 ' с. Более точное значение времени жизни к-мезо на было получено позднее в опытах с искусственными я-мезонами (см.
п. 4). Распад я -мезонов можно наблюдать прн движении их в газообразной среде (например, в воздухе), где ионизацнонные потери малы. В процессе распада я -мезона образуются отрицательные мюоны и мюонные антинейтрино. Отрицательные мюоны распадаются затем на электроны, мюонные нейтрино н электронные антинейтрино: л и +9„; 1л е +т+С,. (! 10.11) 4. ИСКУССТВЕННОЕ ОБРАЗОВАНИЕ я--МЕЗОНОВ.
ПОРОГ РОЖДЕНИЯ И МАССА Из существования сильного ядерного взаимодействия лмезонов с веществом, выражающегося в захвате остановившегося я -мезона ядром, следует, что с большой вероятностью должен идти также и обратный процесс рождения л-мезонов при ядерных взаимодействиях. В каких ядерных реакциях 2!6 Рвава ХУХ. л-Мевааы может происходить такой процесс и какая энергия должна быть у бомбардирующих частиц? Для ответа на эти вопросы необходимо рассмотреть процесс рождения я*-мезонов с помощью известных нам законов сохранения энергии, импульса, электрического н барнонного зарядов.
Начнем с закона сохранения барионного заряда. Как известно (см. з 33), закон сохранения барнонного заряда проявляется в том, что в процессе всех ядерных реакций обычного типа число нуклонов остается неизменным. Аналогичным образом дело обстоит при и- н ~3-распадах и упереходах. Этот результат может быть сформулирован количественно, если считать„что барионный заряд для нуклонов равен единице, а для электрона, позитрона, нейтрино и укванта — нулю. Считая закон сохранения барнонного заряда выполняющимся при р- и я-распадах, можно распространить понятие барнонного заряда на мюоны н я-мезоны, приписав им нулевой барионный заряд; В„=В„=О. Предполагая, что закон сохранения барионного заряда должен выполняться в процессе рождения я--мезонов, и используя закон сохранения электрического заряда, легко Мписать схемы ядерных реакций, в которых могут рождаться одиночные к--мезоны под действием быстрых протонов: р+р- р+и+я'; р+и- р+р+я; р+и- и+и+я'. (110.!2) Аналогично под действием быстрых нейтронов возможны следующие реакции: и+и- и+р+я; и+р- и+и+я+; п+р- р+р+к .
(1!0.13) Если использовать известное из теоретической физики инвариантное выражение В'-Р'с~=)пч, (110. 14) где Š— полная энергия; Р— полный импульс системы взаимодействующих частиц, то можно легко получить формулу для пороговой энергии рождения я-мезона в нуклон-нуклонных соударениях: (Тр)ыв» = 2т„с'(1+т„(4та) =290 МэВ. (1! 0.15) Следует обратить внимание на то, что для рождения л-мезона нужна кинетическая энерг ня, приблизительно равная двум массам покоя я-мезона, а не одной, как может показаться на первый аз~лад. Очевидно, что это обстоятельство является следствием закона сохранения импульса, который запрещает процессы вида Ю-+М+ж 217 1!В.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
