Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Мухин К.Н. -> "Экспериментальная ядерная физика" -> 65

Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.

Мухин К.Н. Экспериментальная ядерная физика: Учеб. для вузов — М.: Энергоатом-издат, 1993. — 408 c.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка): muhin-2.djvu
Предыдущая << 1 .. 59 60 61 62 63 64 < 65 > 66 67 68 69 70 71 .. 152 >> Следующая


174

Глава XVIII. Пептоны

Аналогичный опыт с мюонами оказался существенно проще, так 9 как мюоны, образующиеся в процессе (л — ц)-распада, например по схеме

л

(104.8)

Рис. 393

вылетают в поляризованном состоянии. К такому заключению легко прийти, проведя следующее простое рассуждение.

При изучении углового распределения позитронов (ц — е)-распада была обнаружена асимметрия относительно начального, импульса мюона р0 (рис. 393):

dNe~(\ — a cos 8),

(104.9)

где я>0. Большая часть позитронов летит против направления начального импульса положительного мюона. Таким образом, положительный мюон в конце своей жизни (перед распадом) «помнит» направление своего вылета из л+-мезона. И это несмотря на то, что распад мюона всегда происходит после его остановки, когда конечный импульс мюона равен нулю (время жизни. ц+-мюона тцж2,2• 10"6 с, а время ионизационного торможения в фотоэмульсии тион«10~п с). Единственным возможным механизмом «памяти» мюона в этих условиях является продольная поляризация его спина относительно направления первоначального импульса р0*. Так как при движении мюона и даже после его остановки направление спина остается неизменным, то наблюдаемая асимметрия есть асимметрия вылета позитрона относительно спина положительного мюона в момент распада. Наличие такой асимметрии и является доказательством нарушения закона сохранения четности в (ц—е)-распаде. Действительно, в соответствии с законом сохранения четности квадрат волновой функции, который дает вероятность найти частицу в данной точке пространства (х, у, z), удовлетворяет соотношению

\^{х, у, z)|2=1v]/(-x, —у, -z)\2.

Но замена (х, у, z) на ( — х, —у, —z) эквивалентна замене в сферических координатах 0 на (тс— 9) и ф на (тс + ф). Следовательно, в случае сохранения четности вероятности

* В § 105, п. 4 мы узнаем, что спин положительного мюона поляризуется в направлении, противоположном направлению начального импульса.

§ 104. Мюоны

175

найти частицу под углами 9 и (я— 8) должны быть равны, т. е. угловое распределение частиц не должно содержать членов с нечетными степенями cos 9.

5. СПИН И. МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ МЮОНА. СХОДСТВО МЮОНА С ЭЛЕКТРОНОМ

По мере накопления экспериментальных фактов о свойствах мюона все отчетливее становилось его удивительное сходство с электроном. В самом деле, мюоны и электроны имеют одинаковые спины (s = 1 /2), барионные (5=0) и электрические (z= ±1) заряды. И те и другие участвуют в слабом взаимодействии со всеми его особенностями (малое сечение, нарушение закона сохранения четности). И те и другие не участвуют в сильном взаимодействии. И те и другие сходным образом участвуют в электромагнитном взаимодействии: например отрицательные мюоны, так же как электроны, могут входить в состав атома, образуя ц~-атом; энергетические переходы отрицательного мюона в ц"-атоме сопровождаются испусканием электромагнитного излучения (см. п. 3).

Словом, создавалось впечатление, что отличие мюона от электрона не проявляется ни в чем, кроме значения массы (w(1«207we), в связи с чем одно время мюон даже называли «тяжелым электроном».

Как известно, электрон подчиняется уравнению Дирака, из которого, в частности, следует, что магнитный момент электрона

где Мв — магнетон Бора.

Это значение совпало с экспериментальным значением Цексп, которое был© уже известно к моменту, когда Дирак получил свой результат (см. § 101). Впоследствии было учтено взаимодействие электрона с собственным электромагнитным полем, которое дает небольшую поправку к формуле (104.10). Правильность учета радиационных поправок была также подтверждена экспериментально (см. § 101).

Если мюон вполне подобен электрону, то он, так же как и электрон, должен удовлетворять уравнению Дирака, т. е. его магнитный момент должен в первом приближении совпадать с формулой (104.10), в которой вместо массы электрона стоит масса мюона:

2тес

= М,

(104.10)

eh те 2т ис тц

(104.11)

176

Глава XVIII. Лептоны

Рис. 394

Если же мюон — не дираковская частица, тогда его магнитный момент должен отличаться от значения, даваемого формулой. И это отличие будет свидетельствовать о каких-то особенностях его взаимодействия [подобно тому как аномальные значения магнитных моментов нуклонов (см. § 5, п. 5) свидетельствуют о том, что они участвуют не только в электромагнитном, но и в сильном взаимодействии].

Измерения магнитного момента мюона, выполненные методом магнитного резонанса (см. § 5, п. 3), полностью подтвердили формулу (104.11), что еще раз подчеркнуло удивительное сходство электрона и мюона. Наконец, это сходство проявилось и при сравнении таких тонких эффектов, как радиационные поправки к значению магнитного момента.

В настоящее время вычисление радиационных поправок (т. е. учет взаимодействия мюона с собственным электромагнитным полем) сделано вплоть до диаграмм пятого порядка (три примера которых показаны на рис. 394) и получен следующий результат*:

Ц, = М 1+^ + 0,75^ )=!ио = 1,0011654ц0, (104.12)
Предыдущая << 1 .. 59 60 61 62 63 64 < 65 > 66 67 68 69 70 71 .. 152 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed