Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
C\|/Ps = \|/i(r, s, e + )\|/2(r', s', e")-\|/2(r, s, е (г', s', е~). (102.3)
С другой стороны, применив к (102.2) операцию зеркального отражения Р = (—1)L и операцию обмена спинами S = ( — l)s + 1, получим
/3^Ps = xl/,(r', s', e~)^2(r, s, 0-v|/2(r', OiMr, 5- е+У <102-4) Сравнивая (102.3) и (102.4), имеем
* Такое предположение допустимо потому, что в последующих рассуждениях не используются понятия внутренней четности частицы и античастицы.
146
Глава XVIII. Пептоны
Cif^-P&b,, т.е. C=-AH-l)i+S-
Зарядовая четность позитрония определяет характер его аннигиляции. Поскольку у-квант является зарядово-нечетной частицей (так как все векторы электромагнитного поля меняют знак при изменении знака электрического заряда), то в соответствии с законом сохранения С-четности позитроний с положительной С-четностью может аннигилировать только в четное (преимущественно в два) число у-квантов, а позитроний с отрицательной С-четностью — в нечетное (преимущественно в три) число у-квантов.
Обычно аннигиляция позитрония происходит из 5-состояния, в которое позитроний приходит, испуская радиационные фотоны. При этом ортопозитроний, находящийся в состоянии 35i, т. е. имеющий отрицательную С-четность [С=(—l)i+s = (—1)0+1 = = — 1], аннигилирует в три у-кванта, а парапозитроний, находящийся в состоянии lSn и, следовательно, имеющий положительную С-четность [С=(—1)0+0— +1],— в два. Естественно, что трехфотонная аннигиляция менее вероятна, чем двухфо-тонная. Поэтому время жизни орто- и парапозитрония различно:
тРГ° = 1,4-10-7с; т?ра=1,25-1(Г10 с. (102.5)
§ 103. Электронные нейтрино и антинейтрино
1. СВОЙСТВА ve И ve. ФЕЙНМАНОВСКИЕ ДИАГРАММЫ ДЛЯ СЛАБОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
В 1931 г., через три года после предсказания Дираком существования позитрона, Паули предсказал существование в природе еще одной частицы — нейтрино. В § 18 мы довольно подробно рассказали о первоначальных взглядах на свойства этой частицы и развитии их с течением времени, а также об опытах, в результате которых была сформулирована современная точка зрения на эту проблему. Вкратце она сводится к следующему.
В процессах Р*-распада ядер вместе с позитровдам и электроном испускаются электронные нейтрино (v^h антинейтрино (ve), которые являются частицей и античастицей по отношению друг к другу. Они имеют равные массы (wVe=w5e=0 или очень близкие к нулю), спины (sVe = s?>= 1/2), "время жизни К« = т*.= 00)' электрические заряды \zVe=z%=0) и магнитные моменты (цУе = Цуе=0), но различаются спиральностью (отрицательная "у ve и положительная у ve) и характером взаимодействия с нуклонами в процессах прямого и обратного
§ 103. Электронные нейтрино и антинейтрино
147
Р-распада. Формально (но удобно) это различие описывается при помощи электронного лептонного заряда, который у нейтрино такой же, как у электрона (LVe = Le- = 1), у антинейтрино — как у позитрона (Lie—Le+ = — 1), а у всех остальных частиц равен нулю. Все разрешенные процессы с участием ve и ve удовлетворяют закону сохранения электронного лептонного заряда (суммарный лептонньгй заряд левой и правой частей реакции равны):
Позднее мы увидим, что введенный электронный лептонный заряд является только одной из разновидностей лептонного заряда. Кроме Le в настоящее время для описания поведения мюонных лептонов (рГ, ц + , и, и vj используется мюонный лептонный заряд (см. § 105, п. 3), а для описания тау-лептонов (т~, т + , vT и vt)—тау-лептонный заряд LT (см. § 107). В Настоящем параграфе рассматриваются только электронные лептоны. Поэтому иногда для удобства вместо ve, ve и Le будут использоваться упрощенные обозначения v, v и L.
Процессы слабого взаимодействия, так же как и электромагнитные, можно изображать с помощью фейнмановских диаграмм. Основной элемент диаграммы Фейнмана для слабого взаимодействия состоит из четырех внешних линий (двух нуклонных и двух лептонных), пересекающихся в общей вершине (четырехфермионный характер слабого взаимодействия).
На рис. 380 изображена диаграмма процесса ve+/>->«+е + , на рис.381—диаграмма процесса ve+п-^р+е~. Из рисунков видно, что диаграммы как бы состоят из двух непрерывных линий—нуклонной (п—р) и лептонной (v—е~) или (е + — v). Такая структура диаграмм является отражением законов сохранения барионного и лептонного зарядов.
Безразмерная константа gc„, характеризующая силу слабого взаимодействия, весьма мала*. Поэтому диаграммы низшего
* Эта константа следующим образом связана с размерной константой слабого взаимодействия g= 1,4-10 эрг-см3= 1,4-10"56 Дж-см3, введенной
в § 18: gCJ,= (<)—rj«3,2 • Ю-12. Иногда вместо XgunT используют Х™МПТ или
. В этих случаях для безразмерной константы gCJl получается соответ-
(103.1)
а запрещенные противоречат ему:
(103.2)
148
Глава XV111. Лептоны
t
Рис. 380 Рис. 381
порядка для слабого процесса позволяют получать количественные результаты.
Однако несмотря на малость константы слабого взаимодействия (g2n <s ос = е2/йс= 1/137) учитывать диаграммы более вы-, сокого порядка (считать радиационные поправки) для слабого взаимодействия нельзя из-за невозможности проведения перенормировок (см. § 81).
