1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 49
Текст из файла (страница 49)
Легко показать, что одновременно с законом сохранения четности в слабых взаимодействиях нарушается инвариантность относительного зарядового сопряжения. В релятивистской теории поля существует так называемая СРТ-теорема, доказанная Людерсом и Паули, согласно которой законы природы инвариантны относительно произведения трех дискретных преобразований С, Р и Т: СРТ= 1 (18.65) (подробнее см. 8 93 и 8 103, и.
3). Под преобразованием С понимается операция зарядового сопряжения (замена частицы на античастицу), под преобразованием Р— зеркальное отражение (замена х, у, г на — х, -у, — г), под преобразованием Т вЂ” обращение времени (замена т на — у). ч В опыте с 'еСо получено а>0, т. е. позитроны В'-распада летят преиьпчпестяеино .по спину ядра. Глава Ш. Радиоактивные нреврощения ядер Нарушение закона сохранения четности в слабом взаимодействии означает отсутствие Р-инвариантности, т.
е. наличие в гамильтониане слабого взаимодействия псевдоскалярного члена типа я„р„ который изменяет знак при Р-преобразовании: Р(н„р,)= -я„р, (18.66) (так как координаты х, у, х входят в выражение в„р, в нечетной степени). Вместе с тем этот член нечувствйтелен к Т- преобразованию *: Т(я„р,) =н„р, (так как время г входит в выражение н„р, в четной степени). Поэтому РТ(в„р,) = -я„р„ (18.67) т. е.
слабое взаимодействие неинвариантно по отношению к произведению Р- и Т-преобразований. Но согласно СРТ- теореме РТ-преобразование эквивалентно С-преобразованию. Таким образом, в слабых взаимодействиях нарушается инвариантность относительно зарядового сопряжения. Нарушение С-инвариантностн в ядерном р-распаде пока еще не проверено в прямом эксперименте с антиядрами ввиду невозможности постановки таких опытов.
Однако подобная прямая проверка была сделана в опытах по сравнению двух каскадных зарядово-сопряженных схем распада частицы (п~) и античастицы (н ): к+ -+11+-+о+; л — 11 — е , которые также относятся к слабым процессам. Сравнение показало различную поляризацию 11+(е') и )1 (е ). Подробнее см. 5 105, и. 4. 9. ПЕРЕСМОТР ТЕОРИИ р-РАСПАДА Доказательство нарушения закона сохранения четности в слабых взаимодействиях потребовало пересмотра теории р-распада. В новой теории оператор Н' должен быть записан в наиболее общей форме: Н' = ~ (С1 Н1 + С; 'Н' ), в Очевидно, что х Т-преобразованию чувствительно трехчленное выражение типа а.
(р,р„1 1сы. п. 10,г). НЬ 5-Риспио 24! 'осо Рнс. ! $3 Рнс. !!2 где 1 пробегает значения, соответствующие пяти типам взаимодействия (Я, У, Т, А и во), перечисленным в (18.46). Каждое слагаемое характеризуется комплексным коэффициентом С; (или С;). Первые пять слагаемых ,'> С;Н,' не меняют знака при инверсии координат, вторые пять ',> С;'Н'; меняют его на обратный. В результате в выражении для квадрата модуля матричного элемента, определяющего вероятность В-распада, появляются псевдоскалярные члены типа 1„р,.
которые и отвечают за нарушение четности в 1)-распаде. Иэ выражения (18.б8) следует, что наиболее общая теория 11-распада содержит 20 параметров, т. е. удвоенное количество по сравнению с количеством параметров в классической теории. Казалось бы, это должно привести к существенному ухудшению положения с определением действующих вариантов теории. Однако этого не случилось по~ому, что опыты по изучению 1)-распада поляризованных ядер дали новую информацию о продольной поляризации продуктов 1э-распада. Из этой информации следует, что С; = Сп т.
е. фактическое число параметров в новой теории такое же, как и в старой*. Продольная поляризация продуктов р-распада поляризованных ядер очевидна из следующего наглядного рассуждения. На рис. 112 изображена схема 1)-перехода воСо, использованного в опьгге Ву.
Из этой схемы следует, что р-переход сопровождается изменением спина на Ы= 1 (при сохранении четности ядра), т. е. что в этом переходе работает А-вариант. Предыдущий опыт изучения угловых корреляций показал, что для А-варианта характерным явпяется вылет электрона и антинейтрино в противоположные стороны (для У-варианта— в одну и ту же). Сопоставляя это заключение с результатом опыта Ву (преимущественный вылет электронов против спина * Точнее сч. п.
!О. г. Глава Ш. Радиоактивные яреараиииия ядер 242 ядра), получаем следукицую картину распада 'оСо (рис. 113). Здесь тонкими стрелками показаны импульсы е и 9, а двойными — спины всех частиц, участвующих в р-распаде (цифра указывает значение спина, выраженное в л). Из рисунка видно, что закон сохранения момента количества движения требует, чтобы электрон 13-распада был поляризован против импульса (левая продольная поляризация), а антинейтрино — по импульсу (правая продольная поляризация)'.
Очень существенные результаты для теории 33-распада получены при исследовании 13-распада нейтрона. 10. 13-РАСПАД НЕЙТРОНА. (У вЂ” А)-ВАРИАНТ ТЕОРИИ СЛАБОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ а. Время жизни нейтрона. Спектр злектроноа 33-Переход между двумя простейшими зеркальными «ядрами» вЂ” нейтроном и протоном — относится к числу сверх- разрешенных, для которых Гтж10з с. Известная разность масс нейтрона и протона дает возможность вычислить граничную энергию р-спектра нейтрона и функцию Г и, следовательно, теоретически предсказать время жизни т для свободного нейтрона.
Оценка давала значение т па 30 мин. Определение времени жизни такого порядка для радиоактивного ядра не представляет никаких сложностей. Тем не менее опыт по обнаружению р-распада свободного нейтрона чрезвычайно труден. Эта трудность связана с тем, что из нейтронов нельзя приготовить неподвижную мишень для последующего измерения ее радиоактивности обычным способом.
Свободные нейтроны движутся, и, их нельзя оСтановить без того, чтобы они не перестали быть свободными. При этом даже довольно медленные нейтроны, образующиеся в результате замедления быстрых нейтронов до энергии теплового движения атомов средые', имеют (при, комнатной температуре) скорость н-2 10з см/с. Такой нейтрон, войдя в прибор для регистрации б-распада размерами 1ен10 см, через Л1=1/и=10/(2 10з)/ 5 10 з с ' Подробнее о значении и знаке продольной полнризапии у е, е', т и т см. 1 103, п. 3. *е Подробнее о свойствах тепловых нейтронов см.
141. О еще более медленных (холодных и ультрахолодиых) нейтронах см. 143, п. 4 и 146. з 10. 9-Расиад 243 1,2 7,0 О,В О,б Од 0,2 0 111 ЯЛ 0,5 Та,иаВ Рис. 115 Рис. 114 выйдет из него. Отсюда вероятность регистрации р-распада получается порядка Р=5 10 ~/(30 60)=3 10 в связи с чем для успешного проведения опыта нужны очень интенсивные пучки нейтронов. Поэтому экспериментальное изучение р-распада нейтрона сделалось возможным только после того, как были построены ядерные реакторы с высокими плотностями тепловых нейтронов. Первые опыты по измерению времени жизни нейтрона были проведены в 1950 г.
одновременно в Советском Союзе (П. Е. Спиваком и А. Н. Сосновским), США (Снеллом) и Канаде (Робсоном). На рис. 114 приведена схема установки П. Е. Спивака и А. Н. Сосновского. Цифрами 1 и 3 отмечены два сферических электрода, между которыми приложена высокая разность потенциалов (20 кВ). Внутри электрода 3 расположен пропорциональный счетчик 2 с окошком, затянутым тонкой пленкой 4. Контроль за работой счетчика проводился с помощью и-частиц, испускаемых и-пушкой 5. Через прибор пропускался пучок тепловых нейтронов (на рисунке заштрихован). Протоны, образовавшиеся в результате 13-распада нейтронов и имеющие сравнительно невысокую энергию (около 100 эВ), отклонялись электрическим полем в 20 кВ в сторону внутреннего электрода, и часть из них попадала в пропорциональный счетчик.
Зная форму и размеры прибора, можно по числу зарегистрированных протонов и известной интенсивности пучка тепловых нейтронов найти время жизни нейтрона. Оказалось, что оно составляет примерно 18 мин. 244 Глана НК Радианннннные нреервгения ядер Примерно такие же результаты были получены Снеллом и Робсоном. Кроме того, в работе Робсона методом магнитного анализа был измерен энергетический спектр электронов от р-распада нейтрона. В отличие от р-спектров тяжелых ядер этот спектр имеет симметричную форму (рис.
115). Позднее группа Спивака угочнила свои результаты, полученные в Пучковом эксперименте, и выполнила новые измерения. Современное (1988 г.) значение времени жизни нейтрона, полученное этой группой», равно: т,=(891~9) с. Близкое значение т„=(899х11) с получено В. И. Морозовым и др. измерением времени хранения ультрахолодных нейтронов (УХН) (см. 8 46) в сосуде со стенками, покрытыми льдом из тяжелой водые'. Заметим, что этот метод измерения представляется наиболее прямым, поскольку здесь определяется убывание числа нейтронов из-за распада в реальном отсчете времени и не нужны абсолютные измерения интенсивности пучка нейтронов и образующихся продуктов В-распада, хотя надо учитывать убывание УХН по другим причинам.
В 1989 г. опубликована целая серияе'е новых значений т„, заключенных в интервале 870 — 900 с, среди которых наилучшую точность имеет результат Мампе т„=(887,6+3) с, полученный методом хранения УХН в сосуде со стенками, покрытыми фторированным маслом, не содержащим водорода. Благодаря применению этого масла Мампе удалось достичь рекордного времени хранения УХН в сосуде — 3600 с. Еще большее время удержания УХН, равное 4500 с, было достигнуто в магнитном накопительном кольце, которое также было использовано для измерения т„: т„=(876,7 ~10) сев*а (подробнее см. 8 46, п. 3).
н Свевея П. Е.//ЖЭТФ. 1988. Т. 94: С. 1 — 10. ее Пеепавнв Ю. Ю„Меаваев П. И., Тевенев Г. И.// Пясьма е ЖЭТФ. 1986. Т. 44. С. 444 — 446. нее !Чпе!. 1пе1ппп. апд Ме!Ь. 1989. Чо1. А284, Рь 1. Р. 98 — 100, 101 — 107, 108 †1, 111 †1, 1!6 †1, 120 †1, 123 †1. нее» Ав!ев Р. в а//!Чпе!. 1пе!ппп. апд Ме!Ь. 1989. Чо!. А284, ра 1. Р.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
