Новейшие проблемы гравитации - Иваненко Д.
Скачать (прямая ссылка):
Наше исследование показывает, что из эксперимента Крэншоу вообще нельзя сделать никаких -заключений.
Если частотный сдвиг, присущий использованной нами комбинации источник — поглотитель, не изменяется при их взаимной перестановке, то разность между смещениями, наблюдаемыми для идущих вверх и идущих вниз у-лучей, измеряет влияние тяготения. Все полученные данные после внесения необходимых поправок на температуру дают результирующее относительное смещение — (5,13±0,51)- IO"15. Указанная ошибка представляет собой среднеквадратичное статистическое отклонение, включая отклонение значений чувствительности при контрольных опытах, характеризующих соответствующие периоды работы.
Это полученное смещение согласуется с предсказанным значением — 4,92-IO"15 гравитационного смещения для разности высот, равной пути распространения у-кванта вверх и вниз, т. е. удвоенной использованной нами разности высот. Таким образом, мы пришли к следующему результату:_19. Эффективный sec фотона_483
gfen.= +1,05 ±0,10,
где знак плюс означает, что имеет место «красное» смещение частот в поле тяготения, как и ожидалось.
Эти данные были получены примерно за 10 дней работы. Мы намерены продолжить измерения при некоторых усовершенствованиях чувствительности и рассчитываем почти в 4 раза уменьшить статистическую погрешность. При яашей существующей экспериментальной установке это привело бы к значительному уменьшению ошибки измерений, так как мы уверены, что сможем осуществить соответствующие усовершенствования, чтобы исключить систематические ошибки в окончательных результатах. Чтобы увеличить точность в значительно большее число раз, по-видимому, потребуется более высокая база установки или, возможно, использование у-лучей с более узкими линиями.
ЛИТЕРАТУРА
1. Pound R. v., Rebka G. A., Phys. Rev. Lett., З, 439
(1959); статья 18 настоящего сборника.
2. Einstein A., Ann. d. Phys., 35, 898 (1911).
3. M o s s b a u e г R. L., Zs. f. Phys., 151, 124 (1958); Naturwiss.,
45, 538 (1958); Zs. Naturforsch., 14a, 211 (1959).
4. Pound R. V., Rebka G. A., Phys. Rev. Lett., З, 554
(1959).
5. Pound R. V., Rebka G. A., Phys. Rev. Lett., 4, 274
(1960).
6. H a 1 1 E. H., Phys. Rev., 17, 245 (1903), § 1.
7. С г a n s h a w T. E., S с h і f f e г J. P., W h і t e h e a d А. В.,
Phys. Rev. Lett., 4. 163 (1960).20. ВЕРХНИЙ ПРЕДЕЛ АНИЗОТРОПИИ ИНЕРЦИИ ИЗ ЭФФЕКТА МЁССБАУЭРА
Дж. Коккони и E. Салпетер G. Cocconi, Е. Salpeter, Phys. Rev. Lett., 4, 176—177 (i960)
Вопрос об анизотропии инерции был довольно обстоятельно обсужден в нашей предыдущей работе [1]. Здесь же мы напомним лишь одно из следствий принципа Маха, связанное с тем обстоятельством, что значение инертной массы M тела будет зависеть от того, направлено ли ускорение этого тела к центру нашей Галактики или оно перпендикулярно этому направлению. Было показано, что изменение ДМ массы в зависимости от направления, если оно существует, должно удовлетворять условию Ш/М<10'°.
Недавно открытый эффект Мёссбауэра [2] дает возможность с чрезвычайно высокой точностью сравнивать частоты у-лучей, излучаемых ядрами в долгоживущих состояниях. Безотдачное резонансное поглощение ядерных у-лучей Fe57 с энергией 14 кэв уже изучено настолько, что можно наблюдать расщепление сверхтонкой структуры в возбужденном состоянии. Эффект Мёссбауэра был предложен как отличное средство для наблюдения гравитационного красного смещения и для многих других целей.
В настоящей заметке мы предлагаем использовать этот эффект для обнаружения анизотропии инерции. Для этой цели достаточно, например, точно изучить формы линий перехода в Fe57, в случае одинаково ориентированных атомных спинов излучателя и поглотителя и изменять ориентацию спинов относительно направления к центру Галактики.
Пусть ядро Fe57 находится в ядерном состоянии с квантовым числом J полного момента в некотором ферромаг-20. Верхний предел анизотропии инерции
485
нитном образце с атомными спинами, ориентированными вдоль внешнего магнитного поля. В этом случае эффект анизотропии инерции очень похож на эффект, рассмотренный в цитированной работе [1] для атомного эффекта Зее-мана, с той лишь разницей, что теперь переход, вызывающий испускание у-кванта, обусловливается движением нуклона в Fe57 (по крайней мере согласно модели оболочек), а не движением электрона. Пусть т — магнитное квантовое число относительно оси, направленной вдоль магнитного поля. Взаимодействие состояний с различными значениями т с магнитным полем атома приводит к расщеплению уровня энергии ядра на (2/+1) эквидистантные компоненты. Если имеет место какая-либо анизотропия инерции, то каждая компонента испытывает дополнительное смещение на величину
где T — средняя кинетическая энергия нуклона (примерно, порядка 10 Мэв) и P2 — некоторый коэффициент, значение которого зависит от Jy | т [ и ориентации магнитного поля относительно направления к центру Галактики. Для основного состояния ядра Fe57 мы имеем J=1A и P2=0. Для возбужденного состояния с энергией 14 кэв J=3I2t и P2 не равно нулю1) для |т|=3/2, отличаясь лишь знаком от случая |m| = ?, причем P2 изменяет знак при изменении магнитного поля от направления к центру Галактики (или от него) к перпендикулярному направлению.