Лептоны и кварки - Окунь Л.Б.
ISBN 5-02-014027-9
Скачать (прямая ссылка):
правое.
Другой интересный пример абсолютного отличия частиц от
античастиц дает 2+-гиперон и его античастица 2 + . В силу СРТ-
инвариантности их полные ширины одинаковы:
Г(2+) = Г(2+).
Однако в силу СЯ-неинвариантности
Г (2 + -<- ря°) Ф Г (2 + -<- ря°),
Г (2+ ля+) (2+ -* ля-).
Предлагаем читателю доказать это самостоятельно. Подскажем только, что
"перекачка" из канала в канал возникает из-за интерференции фаз,
обусловленных СЯ-неинвариантностью и фаз, .обусловленных рассеянием
продуктов распада друг на друге (см. гл. 8). Первые меняют знак, а вторые
не меняют знака при переходе от частицы к античастице.
VII
13. РАСПАДЫ т-ЛЕПТОНА
В 1975 г. на встречных е+е--пучках в Стенфорде был открыт третий (после е
и р) заряженный лептой, названный тритоном или т-лептоном (по-гречески
"тритон"-третий). В настоящее время установлено, что масса т примерно
1780 МэВ, спин 1/2, что в его распадах, как и в распадах мюона,
работаетV-Л-взаимодействие.
Нейтрино vT
Все известные распады т-лептона сопровождаются вылетом нейтрино. Согласно
теории, излагаемой в этой книге, это нейтрино отлично от ve и Vn и
является специфическим т-нейтрино: vT. Экспериментально доказано, что vT
Ф (в противном случае т-лептоны должны были бы обильно порождаться
пучками мюон-ных нейтрино.) Возможность vT = ve пока экспериментально не
исключена (из-за того, что пучки ve гораздо менее интенсивны, чем пучки
v^), но кажется крайне маловероятной. Экспериментальная граница на массу
vT: mVx < 35 МэВ . Используя теорию горячей Вселенной, можно показать,
что тУтг=с30эВ (см. гл. 27).
Рождение т-лептонов наблюдалось пока что только на встречных е+е~-пучках
в реакции
е+е~ -* у -т+т-.
В частности, наблюдалось образование т-лептонов как продукте" распада ф'-
мезона:
е*е~ -> у -> ф' -"¦ т+т-.
Рассмотрим основные распады т-лептонов (для краткости будем говорить от-
).
Распады т- -> и x~-+e~vevx
Эти распады полностью аналогичны распаду р- -^ e~veVy.. Их вероятность
получается из вероятности распада мюона (см. гл. 3) заменой тй т^-.
Г (т - = Г (т - = ¦%? - (-? У Г (" - Л) *
- "6,210ис-1
ПОЛУАДРОННЫЕ РАСПАДЫ. ОБЩИЕ ЗАМЕЧАНИЯ 109
На опыте параметр Мишеля для этих распадов равен р = 0,73 d: ±0,15, что
находится в хорошем согласии с V-Л-взаимодействием.
Полуадронные распады. Общие замечания
Оценку суммарной ширины всех распадов типа т-> vt-j- адроны можно
произвести аналогично тому, как на основании асимптотической свободы
квантовой хромодинамики вычисляется величина для аннигиляции е+е~ -> у ->
адроны:
о _ <т(е+е~ ->у ->• адроны) = 3у о(е+е~-"-у-" р+р-)
f
где множитель 3-число цветов, Qf-заряд /-го кварка и сумма берется по
всем ароматам, которые могут быть рождены при данной энергии. Ниже порога
образования чарма
я=з(<а+<а+оэ=2.
В случае распада т-лептона мы должны учесть взаимодействия (vtt) (du) cos
9 и (vtt) (su) sin 9. Пренебрегая массами всех кварков, мы получим
кварковую оценку:
Г (т ->• vT+адроны) Г (т -*¦ утdu) + Г(т -> vtsm )
Г (т -с VTfi Уц) . Г(т -> VT|XV|i)
- 3 (cos2 9 + s in2 9) = 3.
Здесь, как и выше в величине R, множитель 3 возникает из-за суммирования
по трем цветам кварков. Складывая теперь ширины лептонных и полуадронных
распадов, нетрудно получить для полной ширины распада т-лептона:
Гт " 5Г (т -Vjpvn)" 3,1 • 10й с"1,
откуда следует, что ожидаемое время жизни т-лептона должно равняться
тт = т|- " 3,10-10~13 с.
•I Т
Это хорошо согласуется с экспериментальным значением тт = = (3,04 ±0,08)-
10-13 с.
Рассмотрим теперь отдельные каналы полуадронных распадов. Эти каналы
естественно расположить в последовательности, которая определяется тем,
насколько надежно мы умеем сегодня вычислять их вероятность.
Амплитуда распада т-"- nvT однозначно связана с амплитудой распада л -*
pv, если в лагранжиан слабого взаимодействия входит единый заряженный
ток. Амплитуда распада т -"¦ pv однозначно связана с амплитудой распада
р-*е+е~ в силу изотопи-
110
13. РАСПАДЫ т-ЛЕПТОНА
ческих свойств "d-тока. По этой же причине связаны между собой амплитуды
распадов т -> v + 2пл и электромагнитной аннигиляции е+е~ -* 2пл при
данной инвариантной массе системы 2пл. К сожалению, сечения процессов
е+е~ -+ 6я, е*е~ ->4я и даже е+е~ -"¦ 2л измерены во всей интересующей
нас в связи с т-распадом области энергий недостаточно детально. Что
касается распадов т-лептона с испусканием нечетного числа пионов, т-"¦ -
<¦ v + (2n + 1)л, то, будучи обусловлены аксиальным "d-током, они
являются уникальным источником псевдоскалярных и аксиально-векторных
мезонных состояний.
Распад х-*лхх
Сравним диаграммы распадов л-"-pv и т -nv (рис. 13.1 и 13.2). Оба распада
обусловлены одним и тем же взаимодействием W-бозона с л "-мезоном,
которое на кварковом языке сводится к
Рис. 13.1 Рис. 13.2
взаимодействию Ц7-бозона с аксиальным "d-током (рис. 13.3). Амплитуда
распада т -> лvx имеет вид
Q -
М = -у= f"ka COS 0<p""VTYa (1 + 7б) "т,
где k-4-импульс л-мезона. Важно отметить, что величина f" здесь и в
