mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 44
Текст из файла (страница 44)
Сеайгтаа зарлзиеииых я-.иезаиае Аналогичная формула может быть получена для общего случая К рождения каких-либо частиц (на- зг' пример, нескольких я-мезонов) при столкновении двух других частиц. ги Эта формула имеет внд згз й' Мзсч Мзс 2'„„„= ' —,— ', (110.16) 2Мс з Рис. 412 где Мз — масса образующихся частиц„М, масса сталкивающихся частиц; М вЂ” масса частицы- мишени. Из нее как частный случай (М, =2зпл, Мз=2пзр+лзга М=зи ) получается формула (110.15). Итак, рассмотрение реакций (1! 0.12) и (110.13) привело к выводу, что для искусственного образования х-мезонов нужны протоны с энергией порядка 300 МэВ *.
Такая возможность появилась после введения в строй ускорителя протонов до 345 МэВ, а затем и на еще большие энергии. Схема устройства для искусственного получения п-мезонов приведена на рис. 412. я-Мезоны образуются при бомбардировке быстрыми протонами внутренней мишени М. В соответствии со схемами (110.12) и (110.13) на ней рождаются как я'-, так и л -мезоны, которые прн достаточно высокой энергии падающих протонов вылетают нз мишени под любыми углами. При этом очевидно, что из-за движения системы центра инерции п-мезоны, летящие вперед, будут иметь большие энергии, чем л-мезоны, летящие назад.
Образовавшиеся я-мезоны отклоняются полем ускорителя по круговым орбитам, кривизна которых определяется энергией п-мезона. Из числа п-мезонов, летящих вперед, из камеры ускорителя выводятся и -мезоны, тогда как х+-мезоны отклоняются магнитным полем внутрь камеры*е. для п-мезонов, летящих назад, наблюдается обратная картина. Выведенные пучки к-мезонов дополнительно коллимируются системой фокусирующих магнит.ов, позволяющих выделять к-мезоны с заданным импульсом. Наличие и-мезонных пучков позволило уточнить характеристики х-мезонов, найденные раньше, а также установить ' Легко показать, что для рождения к-мезона т-квантом достаточна знергня Г, =ги,«'11ч ~„12аг„) = 1,075т„г' =150 Мзн. '" В современных больших ускорителвх используготса кольцевые магниты, а камера имеет форму тора.
Позтому из камер таких ускорителей в принципе можно выводить пучки обоих знаков из числа к-мезонов, летяяхих вперед. 110. Своавогва эарвэгввггггыя и-ывэоиов 2!9 вг о„,(6) 1 4рэ о(оэ 2 Зр,эагои1н(0) Ыоэ (110.21) к +эН- и+и, (110.22) идущая под действием медленных я -мезонов (1„=0).
Момент количества движения взаимодействующих частиц равен ! (и + гН)=я„+! (~Н)+1„=0+! +0=1. (11023) Такой же момент должна иметь пара образующихся нейтронов $„„= аи+ я„+ 1„= 1. (110.24) Очевидно, что равенство (1! 0.24) выполняется только при 1„=1. Четность взаимодействующих частиц равна Р(к-+гэН) Р Р ( 1)ь Р (+1Н 1)о Р (110 25) Она должна быть равна четности образующихся нейтронов Рэ( (1! 0.2б) 4Д! ыо Таким образом, внутренняя четность х -мезона отрнца- эггэ тельна: Р„= — 1. (110.27) Частица и античастица нз класса бозонов имеют равные спины и внутренние четности (у фермионов четности противоположны).
Поэтому ад ж и а,враа Р,, Р„ = — 1;э„ =э„. = О. (110.28) рис. 413 Аналогичное выражение получается для интегральных сечений (после интегрирования по всем углам). Из реакций (110.12), (110.18) и др. следует, что спин к"-мезона может быть только целым (О, 1, 2...), а из формулы (110.20) — что она очень чувствительна к значению э„(замена з„=О на в„=! приводит к трехкратному изменению экспериментального результата). Поэтому для определения хв не требуется точных измерений. Сечения реакции (110.18) и (110.! 9) были измерены при энергиях То=340 МэВ и Т вЂ”вЂ” ' 25 МэВ (которые соответствуют друг друэ.у для прямого и обратного процессов) и дали ав =0 (рис.
413). Ниже мы увидим, что и э„-=О. Для определения четности к-мезона была использована реакция 220 Глава Х/Х. к-Метали (В частности, рентгеновский спектр и -мезонов не имеет тонкой структуры.) В дальнейшем мы увидим, что кроме и*-мезонов существует нейтральный и-мезон (ио), который тоже имеет нулевой спин н отрицательную внутреннюю четность, Такие частицы называются псевдоскалярами (подробнее см. й 1!1, и.
5). 6, ЯДЕРНАЯ АКТИВНОСТЬ и-МЕЗОНОВ Особенно важным результатом изучения свойств и-мезонов является экспериментальное доказательство очень большой интенсивности их взаимодействия с веществом. Первоначально этот результат вытекал уже из первых опытов Пауэлла, в которых были обнаружены и -мезонные звезды. Последующие опыты подтвердили это заключение. Во-первых, эффективное ядерное взаимодействие и-мезонов следует из самого факта интенсивного образования и-мезонов в (Ф вЂ” Аг)-соударениях, во-вторых,— из отсутствия случаев (и— )г)-распада при исследовании нескольких десятков тысяч событий, образовавшихся в результате облучения фотоэмульсии чистым пучком и -мезонов (без примеси и+-мезонов)е.
Наконец, в-третьих, это взаимодействие следует из малого среднего свободного пробега и-мезонов в фотозмульсии е.=25 см, который соответствует максимально возможному сечению взаимодействия олвиЯ„'. Столь интенсивное взаимодействие и-мезонов с веществом означает, что оно происходит за минимально возможное (ядерное) время, характерное для сильного ядерного взаимодействия т„ж 10 " с.
Кроме того, масса и-мезона находится в хорошем соответствии с радиусом действия ядерных сил. Действительно, согласно Юкаве зг' = й~гзЕ, где ЛЕ= т„с з и, следовательно, а = сстг = Гг/(нгчс) = 1,4 10 ' см. (110.29) Все перечисленное говорит о том, что и-мезоны обладают всем необходимым набором параметров (ядерная активность, ядерное время взаимодействия, ядерный радиус взанмодейст- в Отсутствие распадов л -мезонов в конденсированной среде означает сильное превышение вероятности ядерного захвата к -мезона над вероятностью (к -р )-распада, т.
е. очень малое время жизни л -метана в ядерной среде по сравнению с вакуумом или, что то же самое, очень сильное взаимодействие я -мезонов с ядрами. Последнее заключение, конечно, справеллнво и по отношению к л -мезонам. Однако медленные л -мезоны не могут попасть в область ядерного притяжения из-за кулоновского отталкивания. Поэтому после остановки они распадаются. 22! й 111. Свойство нейтрального я-львовна вия, подходящая масса) для того, чтобы их можно было считать квантами ядерных сил (или во всяком случае одним из видов кванзов сильного ядерного взаимодействия). 5 111. Свойства нейтрального и-мезона 1. ПЕРВЫЕ ОПЫТЫ ПО ОБНАРУЖЕНИЮ яо !Ч!ЕЗОНА Отождествление заряженных я-мезонов с ядерными квантами Юкавы позволило надеяз ься на то, что кроме я+- и и -мезонов существует также нейтральный лй-мезон с приблизительно такими же свойствами, как у я*-мезонов.
Действительно, перенос ядерного взаимодействия с помощью я=-мезонов может быть изображен следующей схемой: и,+р,— (р;+и )+р,— р',+(я +р,) р',+и',. (111.1) Здесь предполагается, что нейтрон и,, взаимодействующий с протоном р,, на короткое время (Лгж! О ~з с) превращается в протон р', и я -мезон, т. е. происходит виртуальное рождение и -мезона. За время своего существования этот к -мезон может пройти, как было показано выше, путь а=1,4 10 '~ем и, следовательно, может перейти к соседнему протону р, (если он находится на расстоянии а) н превратить его в нейтрон (и',). Таким образом, в процессе взаимодействия нейтрона с протоном они как бы меняются своими электрическими зарядами, причем переносчиком заряда является ядерный квант — заряженный я -мезон. Аналогично может быть записана схема передачи ядерного взаимодействия с участием и~-мезона: р, +п, — (и', +и")+и,-+п', +(я +и,)- и', +р',.
(111.2) Обе схемы иллюстрируют механизм передачи ядерных снл, сопровождающийся перезарядкой нуклонов, т. е. механизм обменных ядерных сил (рис. 414, 415). Однако нам известно (см. гл. ХИ! и Х1Ч), что существуют также обычные ядерные силы, 'которые обеспечивают взаимодействие между нуклонами одинакового типа и необменную часть взаимодействия между нейтроном и протоном. Очевидно, чтобы изобразип с помощью схем вида (111.1) и (111.2) процесс взаимодействия для этого случая, надо постулировать существование нейтрального яо-мезона (рис. 416, 417): 222 1'лвва Х7Х. и-вГвзвии Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
