Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
158
Глава XVIII. Пептоны
у—у-квант, испускающийся при Е1 -переходе дочернего ядра 52 Sm; Fe—намагниченное железо для определения круговой поляризации у-квантов; РЬ—свинцовый фильтр для защиты детектора от прямого пучка; Д—детектор; Р—кольцевой рассеиватель из Sm203.
Идея опыта заключается в следующем. Предположим, что нейтрино, образовавшееся в процессе jfif-захвата j-электрона ядром 152mEu (энергия перехода Ео=0,9 МэВ), вылетает вверх. Тогда дочернее ядро 152Sm полетит вниз с энергией отдачи Тя = Ео j{2Мяс2)ыЪ эВ (см. § 18, п. 3). Предположим далее, что дочернее ядро образуется в возбужденном состоянии с энергией возбуждения, также равной Е0, и что оно переходит в основное состояние на лету, испустив у-квант в направлении своего движения, т. е. вниз.
Тогда из законов сохранения импульса и энергии очевидно, что ядро Sm, получив вторую (равную по величине, но противоположную по направлению) отдачу Т'я =ТЯ, остановится, а у-квант, «приняв на себя» его кинетическую энергию, испустится с энергией
Е0 + Г. = ?0 + ?2/(2Мяс2).
Но, как было показано в § 19, п. 4 [см. формулу (19.20)], у-кванты с такой энергией должны испытывать резонансное взаимодействие с ядрами 152 Sm, находящимися в основном состоянии.
Таким образом, в опыте Гольдхабера и др. осуществляется очень интересный случай резонансного рассеяния у-квантов без использования эффекта Мёссбауэра. Естественно, что наблюдение резонансного рассеяния такого характера возможно только при описанной выше кинематике процесса (т. е. когда нейтрино летит вверх, а ядро Sm и у-квант—вниз, причем у-квант вылетает из движущегося ядра) и при ТЯ = Т'Я . На самом деле энергия е-захвата ядра 152mEu(0,900 МэВ) несколько отличается от энергии возбуждения ядра 152Sm(0,961 МэВ). Поэтому Тя — 2,88 эВ Ф Т'я = 3,28 эВ. Однако это различие компенсируется небольшим отклонением направления вылета у-квантов от вертикали (см. рис. 387). Заметим, что для успеха опыта достаточно совпадения Т„ и 7"я с погрешностью до доплеровского уширения линии испускания, которое сравнительно велико:
D = 2jTxkT=2^/l-0,025»0,5 эВ.
Проанализируем теперь описанный процесс с помощью закона сохранения момента количества движения. Из схемы е-захвата
<Г+ 152mEu->152Sm* + v;
(103.11)
s:l/2+0^ 1 + 1/2
§ 103. Электронные нейтрино и антинейтрино
159
следует, что спин нейтрино и момент количества движения возбужденного состояния ядра 152Sm* должны быть ориентированы в противоположные стороны. Так как их импульсы также противоположны, то знак продольной поляризации ядра должен- совпадать со знаком спиральности нейтрино. Из схемы упеРех°Да
152Sm*^152Sm + y (103.12)
1=0+1
следует, что знак круговой поляризации уквантов должен совпадать со знаком продольной поляризации ядра, т. е. со знаком спиральности нейтрино.
Итак, определение спиральности нейтрино сводится к определению знака круговой поляризации уквантов- Последний может быть найден по изменению числа отсчетов в детекторе при переориентации магнитного поля в магните. Знак спиральности нейтрино оказался отрицательным.
Знак спиральности антинейтрино в непосредственном эксперименте определен не был, но из всех других экспериментов вытекает, что он положителен. Таким образом, для всех электронных лептонов (е~, е+, ve и ve) знак спиральности (продольной поляризации) противоположен знаку лептонного заряда (табл. 39).
Таблица 39
Частица
Лептонный заряд Le
Продольная поляризация Р/\Р\
Частица
Лептонный заряд Le
Спиральность
е~ е+
+ 1 -1
— V 1 с + v/c
+ 1 -1
-1 + 1
В заключение подчеркнем еще раз, что понятие спиральности имеет абсолютный характер только для частиц с нулевой массой. Для частиц с тфО под спиральностью надо понимать знак продольной поляризации при данных конкретных условиях.
4. ПРОБЛЕМА СОЛНЕЧНЫХ НЕЙТРИНО
Методика Девиса, описанная в § 18, п. 5, может быть использована для регистрации солнечных нейтрино при помощи реакции
ve+-^a-»JjAr+e-, (103.13)
160
Глава XVIII. Пептоны
имеющей порог /?"ин = 0,814 МэВ*.
Основная часть потока солнечных нейтрино образуется в реакции
p+p^d+e++ve, (103.14)
входящей в протон-протонный цикл. Однако нейтрино из этой реакции имеют слишком низкую энергию (?v<0,4 МэВ). Поэтому процесс (103.13) может идти в основном за счет высокоэнергетичных (?v<14 МэВ) нейтрино, образующихся в реакции
*B^Be + <? + +ve, «Ве^2*Не, (103.15)
входящей в состав дополнительной ветви протон-протонного цикла. Но этих нейтрино образуется только около 10~4 общего их числа. Таким образом, опыт по регистрации солнечных нейтрино с помощью реакции (103.13) требует применения детектора очень большого объема, который должен быть весьма чувствителен к измерению потока нейтрино из реакции (103.15).
Первые опыты по регистрации солнечных нейтрино были, выполнены Девисом в 1971 г. в глубокой (1,5 км) золотоносной шахте штата Южная Дакота (США). В качестве мишени-детектора использовался тетрахлорэтилен объемом 380 м3 (610 т). В результате измерений был обнаружен очень небольшой эффект (0,3 + 0,2 атома аргона в день), который оказался в несколько раз меньше ожидаемого из термоядерной модели Солнца.
