mukhin-fizika-elementarnykh-chastits (810757), страница 46
Текст из файла (страница 46)
Поэтому с помощью данного метода была получена лишь верхняя граница времени жизни кс-мезоиа ты,<5.10 '4 с. Более прямой метод определения т„. возможен в тех редких случаях, когда наблюдается распад я с-мезона на 7-квант и (е — е )-пару (так называемая пара Далитца): и"- у+е'+е (!!! .
12) В этом случае диаграмма Фейнмана имеет три электромагнитные вершины (рнс. 424), вследствие чего вероятность такого процесса должна быть в 1/!и=137 раз меньше, чем распада на два у-кванта. Схема события изображена на рис. 425. Из рисунка видно, что на этот раз пробег яс-мезона может быь измерен как расстояние ! между двумя видимыми точками -- звездой О и местом А, где образуется пара. Поэтому время жизни яс-мезона можно определить непосредственно по пройденному им пути.
Правда, измеряемое расстояние составляет всего доли микрона, в связи с чем определить его очень трудно. На практике определялось распределение расстояний от центра э" Ш. Свойства нейирыьного я-мезоиа 229 звезды до первого зерна следа (е ' — е )-пары, которое сравнивалось с аналогичным распределением для следов заряженных частиц (с такой же ионизирующей способностью), выходящих из звезды. Оба распределения оказались несколько различными, откуда можно было оценить средний путь, проходимый я~-мезоном до распада; Описанный анализ дал для времени жизни яв-мезона значение т„,ж5 10 "с. Наконец, наиболее точно время жизни я~-мезона было определено в результате изучения распада более тяжелой частицы К"-мезона (см. ч 114) — на я'- и я~-мезоны К+ +я++по (111.13) с последующим распадом я~-мезона по схеме х~ у+е +е В этом случае расстояние между концом следа К'-мезона и началом следов (е+ — е )-пары дает возможность определить время жизни я ~-мезона при известной 1из схемы распада (!11'.13)1 энергии и, следовательно, вычислить время жизни мезона в состоянии покоя.
Современное значение времени жизни п~-мезона т„.=(0,84+0,06).10 'в с. 4. С-ЧЕТНОСТЬ яв-МЕЗОНА Как уже было сказано в з 93, я~-мезон н у-квант являются истинно нейтральными частицами, так как все их заряды (электрический, барионный, лентонный и др.) равны нулю, т. е, их античастицы тождественно совпадают с самими частицами. Это означает, что оператор зарядового сопряжения переводит истинно нейтральную частицу саму в себя: Схо=по (.у=у, (11!.14) а волновые функции этих частиц имеют определенную (положительную или отрицательную) С-четность. Легко видеть, что у-квант имев~ отрицательную С-четность С$„= — Ф„, С„= — 1, (111,15) так как электромагнитное поле генерируется электрическим зарядом, знак которого изменяется при операции С.
я~-Мезон имеет положительную С-четность Сф„, = + ф„,, С,. = + 1, (111.16) так как он распадается на два у-кванта (С-четность мультипликативна). Глава КГХ. н-Метены 230 Закон сохранения С-четности накладывает определенные ограничения на процессы с бучастием истинно нейтральных частиц, Например, распад л — Зу запрещен по С-четности [(ло Зу/ло 2у) <4, 10 Частицы, у которых хотя бы один из зарядов отличен от нуля, например л+-мезон (2Ф.О) или нейтрон (Втык), не имеют определенной С-четности, так как для них Сл' =л, Сл=й.
Однако если составить комбинацию из частицы и соответствующей ей античастицы, например !л'л ), то она будет иметь определенную С-четностйк С)„,„. =(-!)'!„,„, С,.„=(-!)' !!!1,!У) (потому что С-операция для пары л=-мезонов эквивалентна обмену их местами, т. е. Р-операции). С-четность сохраняет ся в сильных и электромагнитных взаимодействиях, б. л-М ЕЗОН Н Ы Й ИЗОТРИ ПЛ ЕТ Изучение свойств л'- и ло-мезопов показывает, что все три типа л-мезонов имеют близкие характеристики: ! ) они сильно взаимодействуют с веществом (большие значения сечений рождения и взаимодействия); 2) их массы приблизительно равны; 3) все они имеют целый спин, так как рождаются в нуклоннуклонных соударениях.
для л т-мезонов доказано, что их спин равен нулю. Относительно ло-мезона известно, что его спин не равен 1, так как частица со спином 1 не может распадаться на два у-кванта (теорема Ландау). Сходство л+- и ло-мезонов не случайно. л-Мезоны являются ядерными квантами, испускаемыми или поглощаемыми нуклонами в процессе ядерного взаимодействия. Поэтому совершенно естественно, что свойства ядерных сил должны накладывать отпечаток не только на нуклоны, но и на л-мезоны*. В частности, это относится к свойству зарядовой независимости ядерных сил.
Выше было отмечено, что согласно этому свойству ядерное взаимодействие двух любых нуклонов (л — р, р — р, л — н), находящихся в одинаковых пространственных " С этой точки зрения особенно важно сходство в свойствах нейтрального и обоих заряженных и-мезонов (вместе), так как схолство между я '- м и -мсзонами вытекает также иэ гого. что они являются частицей и аитичастицей. 1!Ь Свойства нейтрального н-тезона 231 и спиновых состояниях, одинаково, и при рассмотрении ядерных взаимодействий протон можно заменить нейтроном и наоборот, Формальяо это свойство ядерных сил описывается введением новой характеристики †векто изотопического спина Т, значение которого (1/2) характеризует нуклоны обоих типов.
В этой схеме протон отличается от ней~рона знаком проекции вектора изотопического спина: для протона она равна +1/2, для нейтрона — 1/2. Таким образом, протон и нейтрон образуют дублет частиц с Т=1/2. Независимость ядерного взаимодействия от электрического заряда в этой схеме означает его независимость от проекции Т... т. е. изотопическую инвариантность (см. Э 84, и, 7). Сходство в свойствах к'-, к - и ко-мезонов и их участие в ьжльных взаимодействиях позволяют высказать гипотезу о справедльавости принципа изотопической инвариантности в процессах взаимодействия не только нуклонов, но также и к-мезонов.
Согласно этой гипотезЕ к-мезоны по аналогии с нуклонами должны образовывать изотопический триплет (к', к , ко) частиц с одним и тем же значением изотопнческого спина Т и одияаковымя (с точностью до электромагнитного взаимодействия) свойствами: массой, олином, внутренней четностью, временем жизни, сильяым взаимодействием. В сильном взаимодействии изотопический спия Т сохраняется. Электромагнитное взаимодействие нарушает изотопическую инвариантность, снимает вырождение внутри изотопического триплета и приводит к различию в массах, времеяах жизни и схемах распада кв- и ко-мезонов. Формальная схема построения изотопического триплета кмезонов аналогична схеме построения нуклонноь о дублета. Из сушествования трех видов к-мезонов следует, что 2Т+1 = 3, откуда ! Т ( = 1. к ь-Мезону соответсз вует проекция + 1, к мезону соответствует — 1 и ко-мезону — О. Нетрудно убедиться в том, что для к-мезояов, так же как и для нуклонов, справедливо соотношение (84.26), связывающее между собой электрический заряд г, бариояный заряд В и проекцию изотопического спина Т: г= Т~+В/2.
(111.18) Это следует из того, что для любого нз трех видов к-мезонов Тй=г„В„=О. Так как в сильных я электромагнитных взаимодействиях г и В сохраняются, то из (111.18) вьп екает сохранение Тг в этих взаимодействиях .для к-мезонов и нуклонов. Таким образом, в сильных взаимодействиях яуклонов и к-мезонов сохраняются полный вектор нзотопического 232 Глава ХэХ. и-Меэаны спина и его проекция Т1. В электромагнитных взаимодействиях изотопический спин не сохраняется, но сохраняется его проекция. Заметим, что существенно новым результатом здесь является сохранение вектора изотопического спина, которое вытекает из распространения изотопической инвариантности на к-мезоны. 5 112. Взаимодействие н-мезонов 1. ПРОЦЕССЫ РОЖДЕНИЯ И РАССЕЯНИЯ к-МЕЗОНОВ Проверить справедливость гипотезы изотопической инвариантности для к-мезонов можно, рассмотрев процессы сильного взаимодействия я-мезонов с нуклоиами (например, процессы рождения к-мезонов нуклонами или процессы рассеяния мезонов на нуклонах).
Предположим, что эта гипотеза справедлива. Тогда в подобных процессах должен выполняться закон сохранения изотопического спина. В табл. 43 даны значения вектора полного изотопического спина и его проекций для разных комбинаций из нуклоиов и к-мезоиов, встречающихся в процессах рождения и рассеяния к-мезоиов. Из таблицы видно, что процессы рождения к-мезонов в нуклон-нуклонных столкновениях возможны только в состояниях с суммарным изотопическим спином Т=1 для случаев столкновения двух протонов или двух нейтронов и в состояниях с Т=О и Т=1 при взаимодействиях нейтрона с протоном. Схематически процесс рождения к-мезон а может быть записан в виде (112.1) причем к-мезои всегда уносит изотопический спин Т=1. Таблица 43 З !12.
Взаимодействие и-мезонов 2зз Из схемы (112.1) следует, что процессы рождения к-мезона могут сопровождаться следующими переходами суммарного изотопического спина двух нуклонов: Тини= 1; Твои — 1 !Тном+вин 1), Тннч=О; Тнон = 1 (Та+но =О); (112.2) Тинч = 11 Твои =О (Та+ ион= 1). Переход Π— О запрещен, так как я-мезон уносит Т= 1*.
Каждый из этих переходов может быть охарактеризован соответственно полными сечениями о„, оо, и стго, через которые можно выразить сечения всех конкретных ядерных реакций рождения к-мезонов. Например, реакция р+р-+ко+р+р, очевидно, имеет сечение гт=сугг, так как два протона могут взаимодействовать только с Т=1. Реакции и+р-+к +р+р и и+р- я +и+л имеют о=(о„+ ог г )1'2, потомУ что (и-Р)-взаимодействие может происходить с равной вероятностью при Т=О и Т=1, а (и-и)- и (р — р)-взаимодействия — только при Т=1.
Кроме записанных выше трех реакций рождения к-мезонов известно еще несколько аналогичных процессов: р+р- ко+л+р; и+л- к +р+и; ~ (112.3) и+л- к'+и+л; и+р- я'+и+р. 1 В случае справедливости гипотезы изотопической инвариан- тности сечения всех этих семи реакций должны выражаться всего через три величины: о„, гуог и о,о. Таким образом, сечения реальных процессов должны бы гь связаны между собой определенными соотношениями. Проверка этих соот- ношений является проверкой справедливости гипотезы изо- топической инвариантности. До сих пор пока не найдено ни одного случая, противоречащего этой гипотезе.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
