Вы можете отметить интересные вам фрагменты текста, которые будут доступны по уникальной ссылке в адресной строке браузера.


НЕЙТРИНО

Перевод
НЕЙТРИНО
НЕЙТРИНО

       
(v), лёгкая (возможно, безмассовая) электрически нейтральная ч-ца со спином 1/2 (в ед. ћ), участвующая только в слабом и гравитац. вз-ствиях. Н. принадлежит к классу лептонов, а по статистич. св-вам явл. фермионом. Известны три типа Н.: электронное (ve), мюонное (vm) и t-Н. (Vt), каждый из к-рых при вз-ствии с др. ч-цами может превращаться в соответствующий заряж. лептон. В отрицательно заряженные лептоны превращаются лишь «левые» Н. (со спиральностью l=-1/2), в положительно заряженные — только «правые» (l= +1/2). Считается, что правые Н. явл. античастицами по отношению к левым, они наз. антинейтрино (v=). Правым Н. приписывают лептонный заряд со знаком, противоположным лептонному заряду левых Н.
Отличительное св-во Н., определяющее его роль в природе,— огромная проникающая способность, особенно при низких энергиях. Это, с одной стороны, затрудняет детектирование Н., с другой — предоставляет уникальную возможность изучения внутр. строения и эволюции косм. объектов. С увеличением энергии Н. сечения их вз-ствия с в-вом растут, а проникающая способность уменьшается.
Н., вероятно, столь же распространённые ч-цы, как и фотоны. Они испускаются при превращениях ат. ядер: b-распаде, захвате эл-нов (гл. обр. f-захвате) и мюонов, при распадах элем. ч-ц: p- и К-мезонов, мюонов и до. Процессы, приводящие к образованию Н., происходят в недрах Земли и её атмосфере, внутри Солнца и в звёздах. Предполагается, что мощные потоки Н. генерируются при гравитационном коллапсе звёзд, унося б. ч. высвобождающейся гравитац. энергии. В природе существуют Н. с энергиями (?v ) в огромном интервале: от реликтовых Н. со ср. энергией ?v=5•10-4 эВ, заполняющих (как следует из модели горячей Вселенной) всё косм. пр-во с плотностью 100—150 пар vv=/см3 на каждый тип Н., до Н., рождаемых в соударениях косм. лучей с ядрами межзвёздной среды с ?v вплоть до 1020 эВ. В лаб. условиях интенсивными источниками Н. (точнее, антинейтрино) низких энергий явл. ядерные реакторы; потоки Н. более высоких энергий, достигающих сотен ГэВ, генерируются с помощью ускорителей заряж. ч-ц.
История открытия
Представление о Н. введено в 1930 швейц. физиком В. Паули с целью объяснить непрерывный энергетич. спектр эл-нов при b-распаде: общие принципы квант. механики и закон сохранения энергии требовали, чтобы эл-ны имели определ. энергию, равную энергии, выделяемой при b-распаде. Согласно гипотезе Паули, в b-распаде вместе с эл-ном рождается новая нейтральная сильно проникающая и, следовательно, трудно обнаружимая ч-ца с массой <0,01 массы протона. Распределение дискр. порции энергии между Н. и эл-ном и приводит к нарушению моноэнергетичности спектра эл-нов. Для того чтобы соблюдался и закон сохранения момента кол-ва движения, новой ч-це приписали полуцелый спин.
Последоват. теория b-распада, созданная итал. физиком Э. Ферми в 1934, естественно включила гипотезу Паули (в 1932 Ферми предложил называть новую ч-цу «Н.» — уменьшительное от нейтрон). В соответствии с теорией Ферми b-распад представляет собой превращение нейтрона (протона) внутри ядра в протон (нейтрон), эл-н (позитрон) и антинейтрино (Н.):
НЕЙТРИНО1
Эксперименты по обнаружению нейтрино.
В первых экспериментах регистрировались импульсы отдачи ядер при испускании Н. (А. И. Лейпунский, 1936, амер. физик Дж. Аллен, 1942). Хотя их результаты согласовывались с гипотезой Паули, прямым доказательством существования Н. считается наблюдение амер. физиками Ф. Райнесом и К. Коуэном в 1953—56 т. н. обратного b-распада:
v=e+p®e++n. (2')
Измеренное сечение этого процесса
sv=e=9,4(1,3) •10-44 см2
находилось в согласии с сечением, рассчитанным по теории Ферми. Источником v=e в опытах Райнеса и Коуэна служил яд. реактор (поток v=e, образовавшихся в нём в результате b-распадов осколков деления 235U и 239Pu, достигал 1013 v=e/см2•c; ср. энергия ?v==4 МэВ). Реакция (2 ) происходила на водороде, входящем в состав сцинтилляц. жидкости с добавкой солей кадмия, и регистрировалась по двум сцинтилляц. вспышкам. Первая вспышка вызвана g-квантами от аннигиляции позитрона с эл-ном сцинтиллятора, вторая (через 5—10 мкс) — g-излучением ядра кадмия, поглотившего нейтрон.
Свойства нейтрино
Типы нейтрино.
Тип Н. определяется заряж. лептоном, вместе с к-рым оно рождается и взаимодействует (эл-н, мюон, t-лептон). Источником электронных Н. явл. b-распад ядер (1), (2), распад мюонов:
НЕЙТРИНО2
распады мезонов и барионов, содержащих тяжёлые кварки: странные — и т. д.
НЕЙТРИНО3
Мюонные Н., представление о к-рых было введено в 1957—59 в связи с отсутствием распада m® е+g (М. А. Марков, амер. физик Ю. Швингер, япон. физик К. Нишиджима), рождаются в распадах мюонов (3) p- и К-мезонов:
НЕЙТРИНО4
а также, как и ve, в распадах более тяжёлых мезонов, напр. D+ ®К-+p++m++vm(K-+p++e++ve).
t-Н. было введено в 1975 в связи с открытием третьего заряж. лептона (t±). t-Н. рождается в распадах t-лептона: t-®vt+p-, t-®vt+ v=e+e-и т. д., а также в распадах мезонов, более тяжёлых, чем t-лептон:
F+(D+ )®t++vt (7) и др.
Н. каждого типа могут рождаться парами и без участия соответствующего заряж. лептона, напр.:
е++е-®v+v=, g+e-® v+v= + e-,
g+Z®v+v=+Z, (8)
e++e-®g+v+v= (9)
(здесь v — любой тип Н., Z — ядро). Реакции (8), по-видимому, играют существ. роль в эволюции звёзд. Реакцию (9) можно будет зарегистрировать при высоких энергиях (>90 ГэВ) в экспериментах на встречных пучках е+е-. Н. во вз-ствиях с др. ч-цами в свою очередь рождают заряж. лептоны только своего типа; с хорошей точностью это св-во проверено для мюонных Н.: наблюдаются процессы типа
vm+n®m-+p,
V=m+P®m++n (10)
(Брукхейвен, 1962; ЦЕРН, 1964), в то время как процессы типа vm+n®е-+р на опыте не обнаружены. Различие между тремя типами Н. описывается тремя сохраняющимися (или прибл. сохраняющимися) лептонными зарядами: электронным Le, мюонным Lm и таонным Lt. Для ve, как и для е-,
Le = l, Lm=Lt=0, для vm и m- Lm=1, Le=Lt=0 и т. д.
Вз-ствия Н. разных типов в тех случаях, когда массы лептонов несущественны, оказываются одинаковыми. Это лежит в основе т. н. m — е (и, по-видимому, t)-универсальности и выражается в том, что пары лептонов (vee), (vmm), (Vtt) входят в теорию вз-ствий симметрично. Вопрос о числе типов Н. (nv) остаётся открытым.
Измерение сечения реакции (9) (оно пропорц. nv в случае универсальности всех типов лептонов) даст возможность определить nv.
Нейтрино и антинейтрино.
Представление о Н. и антинейтрино возникло в теории Ферми, согласно к-рой Н. рождается в паре с позитроном, а антинейтрино — с эл-ном (аналогично определяются мюонные и t-антинейтрино и Н.). Н. и антинейтрино при рассеянии в свою очередь рождают лептон определ. знака электрич. заряда: Н.— отрицательного, антинейтрино — положительного. Так, при облучении четырёххлорнстого углерода (ССl4) пучком антинейтрино от реактора (амер. физик Р. Дейвис, 1955—56) реакция v=e+37Cl ® 37Ar+е-не была обнаружена (реакция превращения 37Сl в 37Аr для определения различия или тождественности ve и v=e была предложена в 1946 Б. М. Понтекорво). Другое указание на различие ve и v=e — отрицат. результат поиска безнейтринного двойного b-распада (напр., 48Cd ®48Ti+e-+e+ ), обнаруженио к-рого свидетельствовало бы о возможности перехода ve «v=e.
Нетождественность Н. и антинейтрино и связанные с ней запреты определ. реакций описывают обычно сохраняющимся лептонным зарядом, к-рый имеет разные знаки для Н. (L=1) и антинейтрино (L=-1). Такие же значения L приписываются соответствующим заряж. лептонам (е-, m-, t-) и антилептонам (е + , m+, t+).
Н. и антинейтрино во всех изученных процессах отличаются и знаками спиральности (см. ниже). Различными оказываются сечения вз-ствия Н. и антинейтрино с др. ч-цами, напр.:
НЕЙТРИНО5
(X — совокупность адронов).
Массы нейтрино.
В уникальной работе, выполненной в Ин-те теор. и экспернм. физики (СССР, 1980), получено указание на то, что наблюдаемая форма энергетич. спектра эл-нов от (b-pacпада трития (3Н ®3He+v=e+e-) соответствует значению массы электронного Н. в интервале 14 эВ< mve<46 эВ. Для Н. др. типов экспериментально получены лишь верхние ограничения: mvm?0,65 МэВ (no форме спектра распада K0L®p-+m++vm, Беркли, США, 1974) и mvm <0,52 МэВ (по измерениям импульса мюона в распаде p+®m++vm Швейц. ин-т яд. исследований, 1979; Станфорд, США, 1981), mvt<250 МэВ (по распаду t-лептона, Станфорд, США, 1979). Подтверждением того, что масса Н. не равна нулю, могло бы явиться обнаружение осцилляции в нейтринных пучках (см. ниже). Из космологич. соображении (использующих данные о возрасте Вселенной, Хаббла постоянной и темп-ре реликтового излучения) получается ограничение на суммарную массу всех типов стабильных Н. и антинейтрино: Smv<100 эВ. Если масса хотя бы одного из них действительно достигает 10—30 эВ, то из модели горячей Вселенной следует, что общая масса Н. во Вселенной более чем на порядок превышает общую массу остального в-ва. Это в свою очередь ведёт к фундам. космологич. и астрофиз. следствиям. Напр., Вселенная могла бы оказаться замкнутой, образование галактик и скоплений галактик должно было бы происходить вначале из «конденсаций» нейтринного газа (образующихся благодаря гравитационной неустойчивости), а затем к таким нейтринным «сгусткам» стягивалось бы обычное в-во. Это могло бы объяснить «скрытую» массу галактик и их скоплений (на существование к-рой указывают наблюдат. данные), а также нек-рые другие астрофизические «загадки».
Спиральность нейтрино.
Определение спиральности основано на учёте закона сохранения момента кол-ва движения и измерениях поляризации ч-ц, рождённых вместе с Н. Для ve — это измерения поляризации возбуждённого ядра 152Sm* по поляризации g-кванта в цепочке радиоакт. превращений:
НЕЙТРИНО6
(амер. физики М. Гольдхабер, Л. Гродзинс, А. Суньяр, 1958), где J, Р — спин и чётность ядра. Для vm— это измерения поляризации мюона в распаде p+®m++vm. Полученные значения спиральностн согласуются с l=-1/2 для Н. и l=1/2 для антинейтрино.
Теория свободного нейтрино.
Н. с отличной от нуля массой могут, как и др. фермионы, описываться Дирака уравнением. Такие Н. имеют четыре состояния — «левые» и «правые» Н. и «левые» и «правые» антинейтрино и наз. четырёхкомпонентными. Левая поляризация наблюдаемых в эксперименте Н. и правая поляризация антинейтрино полностью обусловлены хар-ром их вз-ствий. Рождение и вз-ствия правополяризованных Н. и левополяризованных антинейтрино подавлены.
Другая возможность — двухкомпонентное Н. ненулевой массы (итал. физик Э. Майорана, 1937). Для майорановских Н. v?v=, так что лептонный заряд не сохраняется и состояния Н., рождаемых вместе с заряж. лептоном и антилептоном, различаются только спиральностями. Теория с майорановскими Н. предсказывает, в частности, существование безнейтринного двойного b-распада.
Не исключено, что Н. нек-рых типов имеют строго нулевое значение массы. Такие Н., впервые рассмотренные Л. Д. Ландау, пакист. физиком А. Саламом, кит. физиками Ли Цзундао и Ян Чженьнином в 1957, описываются ур-нием Вейля (нем. математик Г. Вейль, 1929), имеют строго определ. значения спиральности и находятся в двух состояниях: «левое» Н. и «правое» антинейтрино (др. вариант: «правое» Н. и «левое» антинейтрино, к-рые экспериментально не обнаружены). Лептонные заряды в этом случае сохраняются.
Осцилляции и распад нейтрино.
Если Н. обладают массой покоя и лептонные заряды не сохраняются, то становятся возможны нейтринные осцилляции (Б. М. Понтекорво, 1957), т. е. периодическое (полное или частичное) превращение одного типа Н. в другой, напр.:
vm<->vt, ve<->vt.
Характерный масштаб l этих превращений определяется разностью квадратов масс Н.:
l=2p?v/(m2i-m2j).
Нек-рые указания на осцилляции Н. следуют из измерений энергетич. спектра ve от реактора на разных расстояниях от центра активной зоны (Dm2v»1 эВ2), а также из измерений потока солнечных Н. (Dm2v->10-10 эВ2). В то же время измерения на Баксанском нейтринном телескопе потока vm под землёй, рождаемых косм. лучами в верхних слоях атмосферы, дают Dm2v?10-3 эВ2 для vm« ve при условии полного превращения vm в ve . В этих же предположениях могут происходить распады Н.: v1 ®g+v2, v1 ®3v3, ... , где v1 v2, v3 — ч-цы с определ. массами, представляющие собой смесь ve, vm,vt
Взаимодействия нейтрино.
Б. ч. информации о вз-ствиях Н. была получена в экспериментах на ускорителях. Общая схема их такова: пучок ускоренных протонов рождает на ядрах мишени p- и К-мезоны. Мезоны попадают сначала в фокусирующее устройство, отбирающее ч-цы нужного заряда, а затем в распадный канал, где в реакциях (6) формируется нейтринный пучок. Распадный канал заканчивается мюонным фильтром — массивным (чаще стальным) поглотителем. Поток Н. через фильтр попадает на мишень-детектор — пузырьковую или искровую камеру и сцинтилляц. счётчики, прослоенные фильтрами из Fe и Аl. Характерные размеры таких детекторов 4 мХ4 мХ16 м, вес =1000 т.
Модификацией этой схемы явл. эксперименты по «сбрасыванию пучка», в к-рых ускоренные протоны падают на массивную толстую мишень. В мишени, не успевая распасться, поглощается большая часть p- и К-мезонов, так что становятся заметными потоки т. н. прямых Н. от распада короткоживущих (со временем жизни <10-11 с) тяжёлых ч-ц (D-, F-мезонов, t-лептонов) (см. реакции (5), (7)1.
Типы взаимодействий нейтрино.
Во вз-ствиях с др. ч-цами Н. может переходить как в заряж. лептон: vm®m-, v=e ®е+ и т. д. (см. реакции (2'), (10)), так и в нейтральный: vm®vm , т. е. в Н. того же типа. Эти реакции описываются соотв. заряженными токами (ЗТ) и нейтральными токами (НТ). Заряж. токами обусловлены распады (1)—(7), т. е. процессы, в к-рых были обнаружены Н. и изучены их св-ва. НТ были впервые зарегистрированы в 1973 в пузырьковой камере (ЦЕРН): рассеяние vm(v=m) на нуклонах и эл-нах не сопровождалось вылетом m-(m+) (т. н. безмюонные события):
НЕЙТРИНО7
Изучение ЗТ и НТ в рассеянии Н. на нуклонах и эл-нах даёт уникальную информацию о структуре нуклонов, о слабом вз-ствии элем. ч-ц, о рождении и св-вах новых тяжёлых ч-ц.
Взаимодействие нейтрино с электроном.
Заряж. токами обусловлен процесс
vm(v=m)+e-®m-(m+)+ve (13) (ЦЕРН, 1979).
При энергиях Н. ?v (в лаб. системе), заметно превышающих порог реакции (13) (?v?20 ГэВ), её сечение, согласно теории Ферми, линейно растёт с ростом ?v:
НЕЙТРИНО8
где GF — фермиевская константа слабого вз-ствия, me — масса эл-на. Сечение процесса (12) с НТ имеет зависимость (14) уже при ?v >неск. МэВ (порог отсутствует) и содержит дополнит. фактор подавления 0,1—0,4 (ЦЕРН, Лаборатория им. Ферми, США, 1979).
В рассеяние электронных Н. и антинейтрино на эл-не, напр. антинейтрино от реактора (Райнес и др., 1976), дают вклад как ЗТ, так и НТ.
Взаимодействие нейтрино с нуклонами представляет собой суммарный эффект рассеяния Н. на отд. кварках, составляющих нуклон. При низких энергиях (?v<1 ГэВ) происходит упругое
Vm(V=m)+P®Vm(V=m)+P (15)
и квазиупругое (10) вз-ствие. При энергиях ?v?l ГэВ доминируют неупругие процессы: сначала с малым числом адронов в конечном состоянии, напр. однопионное рождение:
НЕЙТРИНО9
затем глубоко неупругие процессы:
Vm(V=m)+N®MI-(m+)+X (18) для ЗТ или (11) для НТ. Сечение процесса (18) явл. некогерентной суммой сечений рассеяния Н. на отд. точечных кварках и может быть представлено в виде s=(G2F/p)2mp?vk, где k — доля импульса нуклонов, к-рую несут кварки, взаимодействующие с Н. (mp — масса протона). Наблюдаемый рост сечений с уве-
НЕЙТРИНО10
Слабое нарушение масштабной инвариантности (зависимость структурных ф-ций (см. ФОРМФАКТОР) нуклона от квадрата переданного четырёхмерного импульса q2, рост sv=/sv), обнаруженное во вз-ствии Н. (18), согласуется с предсказаниями квантовой хромодинамики.
Сечения процессов с НТ (реакции (11), (15), (16)) составляют 10—50% от соответств. сечений для ЗТ. При ?V> нecк. ГэВ они имеют одинаковые энергетич. зависимости, причём
НЕЙТРИНО11
Взаимодействия нейтрино при высоких энергиях.
Все нейтринные эксперименты, и в первую очередь эксперименты по НТ, хорошо согласуются с моделью электрослабого вз-ствия Глэшоу — Вайнберга — Салама (1961 — 1968). В соответствии с этой моделью Н. взаимодействуете заряженными W± (с массой (в энергетич. ед.) mw=80 ГэВ) и нейтральным Z° (mz=90 ГэВ) промежуточными векторными бозонами: vm®m-+-W+, vm®vm+Z°, ve®e-+W+ и т. д. Обмен заряж. и нейтр. бозонами между парами фермионов приводит к наблюдаемым процессам соотв. с ЗТ и НТ. Для ?s<-mW, где s — квадрат энергии в системе центра инерции, модель воспроизводит локальный хар-р четырёхфермионных процессов. При ?v?m2W/2m0, т. е. при ?s?mW, согласно модели Вайнберга — Салама — Глэшоу, сечение рассеяния Н. на эл-не (а также на кварке) должно прекратить линейный рост с увеличением ?v и выйти на константу: sv=G2Fm2Wlp.
Сечение вз-ствия Н. с нуклоном продолжает быстрый (близкий к линейному) рост до энергий, заметно превышающих m2W/2mp (?s=(6 —10mW), а при ?s, значительно большем 10mW, оно растёт с увеличением s логарифмически. Такое поведение сечения обусловлено наличием в нуклоне «моря» виртуальных кварков и антикварков, каждый из к-рых несёт малую долю полного импульса нуклона (см. ПАРТОНЫ).
Эксперименты с нейтрино и новые частицы.
Наряду с процессами (18) наблюдаются, хотя и с заметно меньшей вероятностью, т. н. многолептонные события, когда в конечном состоянии возникают два и более заряж. лептона. Такие процессы служат сигналом рождения и последующего полулептонного распада новых тяжёлых ч-ц (F-, D-мезонов и т. д.). В экспериментах по «сбрасыванию пучка» уже сами Н. (т. н. прямые Н.) явл. сигналом рождения новых короткоживущих ч-ц.
Нейтрино и лептокварковые переходы.
В связи с построением объединённых моделей электрослабого и сильного вз-ствнй возникло представление о новом типе вз-ствий, приводящем к т. н. лептокварковым переходам. При таком переходе Н., испуская, напр., гипотетич. Y-бозон (mY?1014 ГэВ) с электрич. зарядом -1/3, может переходить в d-кварк. Такие переходы приводят к распаду протона, напр. р®v=+p+ , со временами tр:?1031 лет.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. . 1983.

НЕЙТРИНО


Содержание:

Введение

История открытия H.

Основные свойства H.

Взаимодействия H.

Смешивание и массы H.

Введение

H. (символ v) - лёгкая (возможно, безмассовая) электрически нейтральная не обладающая цветом частица со спином 1/2. H. участвует в слабом и гравитац. взаимодействиях, принадлежит к классу лептопов, а по статистич. свойствам является фермионом. Наблюдались H. трёх типов: электронные (ve), мюонные (vm) и т-нейтрино (v т) в соответствии с наличием трёх типов заряж. лептонов. H. каждого типа имеют античастицу - антинейтрино (3052-35.jpg). Нестабильность H. пока не обнаружена. Отличит. свойствами H. являются исключительно большая проникающая способность при низких энергиях и быстрый рост сечений взаимодействий с увеличением энергии.

H.- столь же часто встречающиеся объекты, как и фотоны. Они испускаются при превращениях атомных ядер и в распадах частиц (m, p, К и т. д.); процессы, приводящие к образованию H., происходят в недрах Земли, её атмосфере, внутри Солнца и др. звёзд; при этом H. (за редким исключением) беспрепятственно выходят из источников своего возникновения. Предсказывается генерация мощных нейтринных вспышек при гравитационных коллапсах звёздных ядер. Согласно модели горячей Вселенной, космич. пространство заполнено реликтовыми H. с энергией ~10-4 эВ и плотностью 300 v/см 3. Потоки высокоэнергичных H., вплоть до 3052-36.jpg ~ 1021 эВ, генерируются во взаимодействиях космических лучей с межзвёздной средой. В лаб. условиях пучки H. создаются с помощью радиоактивных источников, ядерных реакторов, на ускорителях протонов высокой энергии (>> 1 ГэВ) и мезоннях фабриках.

С уникальной проникающей способностью H. связано развитие таких направлений, как нейтринная астрофизика и нейтринная геофизика. При увеличении плотности вещества и пространств. масштабов явлений роль H. возрастает. Наблюдаемые потоки H. несут информацию о процессах, происходящих в центре Солнца и межзвёздном пространстве, о ранней Вселенной и конечных стадиях эволюции звёзд (см. Нейтринная астрофизика). Предполагается использовать пучки H. для исследования строения Земли, поиска полезных ископаемых и т. д.

Изучение таких процессов с участием H.. как b-, m-, W -распады, v -рассеяние на нуклонах и электронах, сыграло решающую роль в построении и проверке теории электрослабого взаимодействия. H. из трудноуловимого объекта превратилось в инструмент исследования структуры др. частиц.

История открытия H.

Гипотеза Паули. Теория Ферми. Представление о H. было введено в 1930 В. Паули (W. Pauli) с целью разрешить парадоксы b-распада [1]. Первый из них касался "несохранения энергии". При переходе между двумя стационарными состояниями ядер вылетали электроны с произвольными энергиями вплоть до нек-рой граничной; их спектр, впервые измеренный в 1914 Дж. Чедви-ком (J. Chadwick) в распаде 21083Bi(RaE) 3052-37.jpg 21084 Ро + е -, оказался непрерывным. Ни потерь энергии при вылете электронов из атомов, ни эл.-магн. излучения, сопутствующего электронам, не было обнаружено [калоримет-рич. эксперимент Ч. Эллиса (Ch. Ellis) и У. А. Вустера (W. A. Wooster)]. Второй парадокс состоял в нарушении Паули теоремы о связи спина со статистикой: у начального и конечного ядер в b-распаде статистика одинакова (т. к. одинаковые ат. номера А), и, следовательно, электрон должен был бы подчиняться Возе - Эйнштейна статистике. В действительности же он подчиняется Ферми - Дирака статистике, т. к. его спин равен 1/2.

В письме участникам семинара в Тюбингене (Германия) Паули высказал гипотезу о существовании новой электрически нейтральной сильно проникающей частицы ("нейтрона") со спином 1/2. В b-распаде с каждым электроном испускается такой "нейтрон", причём сумма энергий электрона и "нейтрона" постоянна. T. о. оба парадокса были разрешены. Оставался вопрос: как удерживается H. в ядре? Его решение было связано с открытием в 1932 "настоящего" нейтрона и построением в 1934 Э. Ферми (E. Fermi) теории b-распада [при этом Ферми предложил называть частицу Паули уменьшительно от "нейтрон" - "нейтрино" (итал.)]. Подобно тому, как возбуждённый атом испускает фотон, в b-распаде один из нейтронов ядра испускает пару - электрон и H. (точнее, антинейтрино), и превращается в протон:

3052-38.jpg

(для b+ -распада соответственно: p 3052-39.jpgn + e++ + ve). В исходном ядре H. нет. Согласно теории Ферми, взаимодействие всех 4 частиц, происходит в одной точке пространства одновременно. Эта теория объяснила осн. черты b-распада [форму спектра, связь гра-ничной энергии (Q )со временем распада] и, т. о., явилась первым подтверждением гипотезы о H. Были предсказаны новые процессы с участием H.: обратный b-pac-пад

3052-40.jpg

и электронный захват:

3052-41.jpg

Первые эксперименты по обнаружению H. Несмотря на успех теории Ферми, требовались качественно новые подтверждения реальности H. как частицы. Кроме энергии H. должно уносить импульс. Первые эксперименты, проведённые в 1936 А. И. Лейпунским, дали лишь слабые указания на неколлинеарность импульсов электрона и конечного ядра в b-распаде. В 1938 А. И. Алиханов и А. И. Алиханян предложили исследовать отдачу ядра 7Li в реакции K -захвата: 7Be + е -3052-43.jpg 7Li + ve, в к-рой импульс 7Li должен быть равен по величине и противоположен по направлению импульсу ve. Эксперимент был осуществлён Дж. Алленом (J. Allen) в 1942, и его результаты оказались в согласии с предсказаниями [2].

Решающим доказательством того, что H.- физ. частица, является обнаружение её взаимодействий на нек-ром расстоянии от точки рождения. Эксперименты по поиску ионизации воздуха под действием H. не принесли положит. результата [Чедвик и др., 1933, M. Ha-миас (M. E. Nahmias), 1934]. Лишь через 23 года после формулировки гипотезы Паули успех был достигнут на пути регистрации обратного b-распада (2). Ещё в 1934 X. Бете (H. A. Bethe) и P. Пайерлс (R. Pei-erls), используя теорию Ферми, оценили вероятность этого процесса, к-рая оказалась исключительно малой. Она соответствует тому, что H. с энергией 3 - 10 МэВ должно пройти в среднем расстояние в 100 световых лет в веществе с плотностью воды, прежде чем испытает взаимодействие. Регистрация столь редких событий стала возможной лишь после создания ядерных реакторов, являющихся мощными источниками антинейтрино, и больших водородсодержащих сцинтилляц. детекторов. Эксперимент был осуществлён Ф. Райнсом (F. Reines) и К. Коуэном (С. L. Cowan) в 1953-56 [3] (рис. 1).

3052-45.jpg

Рис.1.Схема установки Райнса - Коуэна (1956-57): 1 - мишени; 2 - сцинтилляционные детекторы; 3 - ФЭУ.

Реакция (2) происходила под действием 3052-44.jpg от реактора на протонах, содержащихся в воде, в к-рой была растворена соль CdCl2. Регистрировались оба продукта реакции -е + и n. Позитрон практически мгновенно тормозился и аннигилировал с электроном среды, давая первую сцинтилляц. вспышку. Нейтрон, рассеиваясь на водороде, замедлялся в течение 5-10 мкс и затем захватывался ядром кадмия; образовавшееся возбуждённое ядро Cd* испускало g-кванты с энергиями 3-10 МэВ, к-рые, попадая в детекторы, давали вторую сцинтилляц. вспышку. Характерная цепочка событий - две вспышки с интервалом 5 -10 мкс позволяла с помощью техники запаздывающих совпадений достаточно надёжно выделить сигнал из фона. Измеренное сечение реакции (2) находилось в согласии с предсказанием.

Мюонные H. Представление о мюонных H., отличающихся от электронных H., испускаемых при b-распаде, возникло в связи с изучением распадов мюона, p- и К-мезонов. Было установлено, что распады этих частиц сопровождаются вылетом H.:

3052-46.jpg

На нетождественность vm и ve, т. е. частиц, к-рые рождаются вместе с мюонами и электронами, указывало отсутствие каналов распада m 3052-47.jpgеg, m 3052-48.jpg ее + е - и др. Идею о двух типах H. сформулировали в 1957 M. А. Марков, Ю. Швингер (J. Schwinger), К. <Нишид-жима (К. Nishijima) и др. [4], а её проверка [предложенная Б. M. Понтекорво и независимо от него M. Шварцем (M. Schwartz)] была осуществлена в экспериментах на ускорителях в Брукхейвене, США [1962, Л. M. Ледерман (L. M. Lederman), M. Шварц, Дж. Стейн-бергер (J. Steinberger)] и в Европейском центре ядерных исследований (ЦЕРН), Швейцария (1964). Было показано, что во взаимодействиях H. от распадов (5) и (6) с ядрами мишени рождаются мюоны: vm + n3052-49.jpgp + m- и не происходит генерации электронов. Так были открыты мюонные H. т-нейтрино. В 1975 в Станфорде (США) на встречных е + е - -пучках группой физиков во главе с M. Л. Перлом (M. L. Perl) в реакции е + + е -3052-50.jpg t++ т - был открыт новый, тяжёлый лептон с массой ок. 1,8 ГэВ - т-лептон (см. Тау-лептон)[6]. Анализ энергетич. спектров электронов и мюонов, образующихся при распаде т-лептона. показал, что кроме е b или mb рождаются ещё два H.:

3052-51.jpg

Одно из них соответствует мюону пли электрону, другое - т-лептону. Отличие vt от ve и vm подтверждается существованием сильных запретов на моды распада т 3052-52.jpg mg, т 3052-53.jpg eg, т 3052-54.jpgее + е -, равенством вероятностей распадов т 3052-55.jpgmvv и т 3052-56.jpgevv, a также отрицат. результатами поиска т-лептонов во взаимодействиях пучков vm и ve с веществом.

Основные свойства H.

Спин и спиральность H. Величина спина H. устанавливается с помощью закона сохранения угл. момента по известным спинам частиц, участвующих в реакциях вместе с H. При этом используются дополнит. соображения: правила отбора для разрешённых ядерных переходов, форма спектров заряж. частиц в распадах, то-чечность взаимодействий.

Во всех проведённых экспериментах H. проявляли себя как частицы с определённой спиральностьюl: H.- как левополяризованные (l = -1/2), антинейтрино - как правополяризованные (l = +1/2). (В статье использована система единиц, в к-рой 3052-57.jpg = с = 1.) Этот факт при ненулевой массе H. mv3052-58.jpg0 объясняется (V- А )-структурой взаимодействий (см. Слабое взаимодействие )и ультрарелятивистским характером излучавшихся H. (pv >> mv). B этом случае примесь состояния с противоположной спиральностью, т. е. H. с l = + 1/2 или антинейтрино с l = -1/2; подавлена фактором (mv/pv)2. Если H. безмассовое и описывается Вейля уравнением, то строго фиксированная спираль-ность - не только следствие (V - A )-характера взаимодействий, но и свойство самих H. (см. ниже).

Первый эксперимент по измерению спиральности H. был проведён в 1958 в Брукхейвене M. Голдхабером (M. Goldhaber), JI. Гродзинсом (L. Grodzins) и Э. У. Суньяром (A. W. Sunyar) (рис. 2). Он состоял в изучении K -захвата метастабильным ядром евро-пия-152:

3052-59.jpg

с образованием возбуждённого ядра Sm*. Последнее испускает g-квант при переходе 152Sm* (1-)3052-60.jpg 3052-61.jpg 152Sm(0+) [в скобках указаны спин и чётность ядер].

Рис. 2. Схема эксперимента M. Голдхабера, Л. Гродзинса, Э. У. Суньяра:1 -радиоактивный препарат 152Eu; 2 - магнитный анализа-

тор (намагниченное железо) для определения поляризации g-кванта (рассеяние g зави сит от относительной поляризации g и Fe); 3 - мишень, содержащая 152Sm (резонансное рассеяние происходит в том случае, если v и g испускаются в противоположных направле ниях); 4 -детектор; 5- свинцовая защита.

3052-62.jpg

Отбирались события, в к-рых спиральность ve и поляризация g-кванта (lg) были однозначно связаны. Для этого использовали резонансное рассеяние g на ядрах самария:

3052-63.jpg

Измерения поляризации g-квантов проводили с помощью их рассеяния на намагнич. железе. По измеренной lg была найдена спиральность H. lv. Результат эксперимента: lv 3052-64.jpg -1/2 в своё время явился решающим аргументом в пользу векторного, (V - А), а не тензорного варианта теории.

Определение спиральности мюонного H. основано на измерении спиральности мюона в распаде (5): l(vm) = l(m+). Результаты с высокой точностью подтверждают значение lv = -1/2: 1 >= 2 |lv| >= 0.9966.

Массы H. каждого типа много меньше масс соответствующих заряж. лептонов (l):

3052-65.jpg

l = е,m, т. При этом не исключено, что все H. или часть из них - безмассовы. Пока эксперим. поиски дают определённо лишь верхние ограничения на mv. Неравенство (9) означает выделенность H. по массам: H. значительно легче всех остальных частиц, принадлежащих данному поколению фермионов[массы кварков и заряж. лептона в одном поколении близки или имеют расщепление, много меньшее, чем в (9)].

Прямые измерения масс состоят в исследовании кинематики процессов с участием H. Наличие у H. ненулевой массы изменяет фазовые объёмы реакций, модифицирует форму энергетич. спектров частиц, рождающихся вместе с H., в частности сдвигает их граничные точ-ки Q и уменьшает импульсы сопутствующих H. частиц.

Электронные H. Наиболее чувствит. методом является измерение энергетич. спектра электронов [т. н. кривой Кёри, F(3052-66.jpg)] для b-распада трития:

3052-67.jpg

(рис. 3). Массивность H. должна проявиться в уменьшении числа распадов с энергиями электронов 3052-68.jpg, лежащими вблизи граничной точки, 3052-69.jpg Q =18,6 кэВ. В 1980 группой сов. физиков (В. А. Любимов и др.)

Ин-та теоретич. и эксперим. физики (ИТЭФ, Москва) были получены указания на то, что mv3052-70.jpg 0. В эксперименте использовались молекулы органич. соединения - валина, в к-ром часть атомов водорода была замещена атомами трития; энергии электронов измерялись с помощью магн. спектрометра (рис. 4).

3052-71.jpg

Рис. 3. График Кёри вблизи граничной точки без учёта фона и конечной разрешающей способности детектора.

3052-72.jpg

Рис. 4. Установка ИТЭФ для измерения массы нейтрино: 1 - источник; 2 - витки магнитного спектрометра; 3 - ФЭУ; 4 - траектории электронов.

Данные (эксперим. кривая Кёри) подгонялись двумя параметрами: массой mv и граничной точкой спектра Q. Наилучшая подгонка соответствовала mv = 26(2) эВ. Неопределённости результата ИТЭФ, связанные с учётом сложного молекулярного спектра в конечном состоянии (для описания к-рого используются модельные представления), а также с потерями энергии вылетающих электронов, дают mv в диапазоне (17-40) эВ. В 1985-90 были опубликованы результаты новых экспериментов с тритием, к-рые не подтвердили вывода группы ИТЭФ. Получены ограничения: mv < 15,4 эВ с уровнем достоверности (у. д.) 95% (Цюрих), mv < 12,5 эВ с у. д. 95% (Лос-Аламос), mv < 11 эВ с у. д. 95% (Токио).

В 1967 Г. T. Зацепин высказал идею ограничения т(3052-73.jpg )из наблюдений нейтринного сигнала от гравитац. коллапса звезды. Поскольку массивные H. с разными энергиями имеют разные скорости, в процессе распространения от звезды к Земле должно происходить увеличение протяжённости v -сигнала и "выстраивание" H. по энергиям: первыми на установку должны приходить H. с наиб. энергиями и т. д. Нейтринный сигнал, зарегистрированный от сверхновой SN 1987А, не обнаружил таких эффектов, что позволило поставить верхний предел mv < (10-20) эВ.

Mюонные H. Наиб. строгие ограничения на массу m(vm) даёт исследование распада пиона (5). В случае покоящегося p масса vm однозначно связана законами сохранения энергии-импульса с массой пиона и импульсом мюона pm. Измерения рm. с помощью магн. спектрометра на мезонной фабрике SIN (Швейцария) позволили поставить ограничение m(vm)< 0,25 МэВ с у. д. 90%.

т-нейтrино. Лучшие ограничения на массу v т получены при исследовании мод распада t-лептона с подавленным фазовым объёмом: т 3052-74.jpg KKvt, 5pv т, 6pv т. Массивность v т должна проявиться в искажении спектра инвариантных масс адронов, Mh, в частности в сдвиге граничной точки спектра к меньшим Mh. Такие эффекты не обнаружены, поставлен верхний предел т(v т) < 35 МэВ (с у. д. 95%).

Существует т. н. космологич. ограничение на сумму масс стабильных H. всех типов [8]:

3053-1.jpg

Оно следует из нижнего ограничения на возраст Вселенной и наблюдаемой скорости её расширения. Космологич. ограничение значительно сильнее верхних лаб. пределов для m(vm) и m(vt). Ho если H. нестабильны, ограничение (11) ослабляется и при достаточно быстрых распадах может исчезнуть.

Предположения о том, что H. смешиваются и/или являются истинно нейтральными частицами (для к-рых частица и античастица тождественны), открывают дополнит. возможности измерений их масс [поиск двойного бета-распада, осцилляции H. (см. ниже) и т. д.]. Получаемые при этом результаты неоднозначны: ограничения на массы зависят от параметров нарушения закона сохранения лептонных чисел (см. ниже).

Уравнения свободного движения H. Свойства симметрии H. Существуют три возможности описания свободного движения H.- нейтральной спинорной частицы с не установленной пока величиной массы. Эти описания соответствуют H. с отличающимися свойствами, к-рые должны проявляться во взаимодействиях.

Дираковским и наз. массивные (mv 3053-2.jpg0) H., свободное движение к-рых описывается Дирака уравнением. Эти H. имеют 4 независимые компоненты: Ii. с проекциями спина s = +1/2 и s= -1/2 на заданную ось и антинейтрино c s= +1/2 и s = - 1/2. Ур-ния движения и соответствующий лагранжиан обладают С-, P-, CP-, а также глобальной U(1)-симметриями (см. Зарядовое сопряжение, Пространственная инверсия, СР-инвариантность, Унитарная симметрия). Последнюю симметрию в случае H. и лептонов связывают с сохранением лептонного числа (L). L позволяет описать различие между H. и антинейтрино: L(v) = +1, L(3053-3.jpg) = -1.

Вейлевским и наз. двухкомпонентные безмассовые H., свободное движение к-рых описывается ур-нием Вейля. Релятивистски ковариантные ур-ния для двухкомпонентных волновых ф-ций y, отвечающих частицам со спином 1/2 и массой 0, были построены Г. Вейлем (H. Weyl) в 1929. Они не обладают ни С-, ни Р -симметрией, но инвариантны относительно CP -преобразований. Решения ур-ний Вейля имеют строго фиксированную спиральность. В 1957 Л. Д. Ландау, Ли (Lee Tsung Dao), Ч. Янг (Yang Chen Ning), A. Ca-лам (A. Salam) предложили в связи с открытием несохранения чётности использовать одно из ур-ний Вейля, а именно: y/дt = i(s3053-4.jpg)y, для описания H. (здесь s - Паули матрицы). Это ур-ние определяет левое H.: l= -1/2. Античастица описывается сопряжённым ур-нием и имеет спиральность +1/2. Ур-ние Вейля инвариантно относительно U(1)-преобразований, связанных в данном случае с сохранением лептонного числа (обладает L -симметрией): L(v) = +1, L(3053-5.jpg)= - 1; различие v и 3053-6.jpg - абсолютно.

Mайоpановским и наз. истинно нейтральные H. Они описываются ур-нием Дирака с дополнит. условием:

3053-7.jpg

где y с - зарядово-сопряжённая волновая ф-ция, а фактор hc удовлетворяет равенству |h с|2 = 1 и наз. С -фазой. Такие H. впервые исследовались Э. Майораной (E. Majorana, 1937) в связи с отрицат. результатами поиска магн. момента H. (mv). У истинно нейтральных H. вследствие (12) mv = 0. Условие (12) сокращает число независимых решений ур-ния Дирака до двух, отличающихся только проекциями спина (спиральностями). T. о., майорановские H. двухкомпонентны, H. и антинейтрино в силу (12) совпадают, все сохраняющиеся заряды равны нулю. Ур-ние и лагранжиан свободного движения С-, P-, а также СР -инвариантны. СР -инвариантность позволяет ввести СР -фазу h ср: 3053-8.jpg= = h срg0y, где g0 - Дирака матрица, а h ср = +i является физически наблюдаемой величиной, определяющей вероятности безнейтринного двойного b-pac-пада, ширины распадов самого H. (если оно вообще распадается) и др.

Дираковские, вейлевские и майорановские H. отличаются структурой массовых членов в лагранжиане (3053-9.jpg). В первом случае 3053-10.jpg , во втором - 3053-11.jpg = 0, в третьем, в силу условия (12), 3053-12.jpg=1/2h ср m3053-13.jpgycL (где yL и yR - левые и правые компоненты волновых ф-ций; черта над y означает ди-раковское сопряжение). Дираковское H. можно представить как совокупность двух майорановских H. с равными массами и противоположными СР -чётностя-ми. Вейлевское H. [при (V - A )-структуре нейтринных токов] совпадает с безмассовым майорановским H. T. о., дираковские и вейлевские H. являются частными случаями системы майорановских H.

С точки зрения феноменологии (см. ниже), удобно ввести лептонное число и для майорановского H. Аналогично дираковским и вейлевским H. им приписывают: L(yL)= +1, L(ycL) = -1. Но в этом случае лептонное число не сохраняется, причём его нарушение обусловлено массовыми членами: L(3053-14.jpg)= 2. Осуществить выбор между разл. описаниями H. позволят в принципе эксперименты по измерению масс H. и поиску эффектов нарушения лептонного числа, |DL| = 2.

Нетождественность H. и антинейтрино. Понятие о H. и антинейтрино для любого из рассмотренных выше случаев можно ввести на основе взаимодействий. Частица, рождающаяся в распадах вместе с заряж. антилепто-ном (позитроном, m+ или t+), называется H. Антинейтрино определяют как частицу, возникающую вместе с заряж. лептоном (электроном, m-, т -); H. рождается при захвате лептона, антинейтрино - при поглощении антилептона и т. д. Введённые так H. и антинейтрино различаются: во взаимодействиях с др. частицами v рождают лептоны и не рождают антилептонов, 3053-15.jpg напротив, рождают е +, m+, т + и не рождают е -, m-, т -. Впервые различие H. и антинейтрино было установлено в эксперименте P. Дейвиса (R. Davis, Брукхейвен, 1955), к-рый основывался на хлор-аргонном методе (Понтекорво, 1946) и состоял в следующем. Источником 3053-16.jpg являлся атомный реактор, мишенью - бак с 10 т пер-хлорэтилена C2Cl4. Если 3053-17.jpgсовпадает с v и, значит, может рождать электрон, то должна происходить реакция 3053-18.jpg +37Cl 3053-19.jpg е - + 37Ar. Образующийся атом 37Ar со временем T1/2=35 сут испытывает K -захват, переходя в возбуждённый атом хлора: 37Ar + е - 3053-20.jpg37Cl* + ve. Возбуждение Cl* снимается испусканием электрона с энергией 2,8 кэВ. Этот электрон детектируют пропорц. счётчиком. Была разработана методика, позволившая из 10 т C2Cl4 извлекать десятки атомов аргона. Оказалось, что кол-во атомов 37Ar по крайней мере в 20 раз меньше ожидаемого при 3053-21.jpg = v; эффект перекрытия состояний |3053-22.jpg> и |ve>, |(3053-23.jpg |v>|2 составил не более 5%.

Др. метод проверки нетождественности ve и 3053-24.jpg реализуется в ускорит. экспериментах. Источником ve является распад К 3053-25.jpge+vep; в пузырьковых камерах-мишенях ведётся поиск позитронов. Избытка е +, обусловленного реакцией ve + N 3053-26.jpg е + + X (здесь X - совокупность остальных частиц), не было обнаружено, что дало ограничение на |< 3053-27.jpg |ve >|2 на уровне долей процента.

Наибольшую чувствительность к перекрытию состояний |ve > и |3053-28.jpg> имеют эксперименты по поиску безнейтринного двойного b-распада. При таком распаде H., испущенное одним из нейтронов ядра, n 3053-29.jpgp + е - +3053-30.jpg, взаимодействует с другим нейтроном того же ядра. В результате рождаются два электрона, а ядро увеличивает свой заряд на две единицы: AZX3053-31.jpg AZ+2X + е - + е -.

Рис. 5. Спиральности в состояниях левого нейтрино и правого антинейтрино. Длины стрелок условно соответствуют вероятностям обнаружить l = +1/2 и l = -1/2.

3053-32.jpg

Из факта ненаблюдения двойного безнейтринного b-распада следует, что величина |<3053-33.jpg |ve>|2 не превышает 10-12 (при нормировке |<ve |ve >|2 = 1).

Нетождественность v и 3053-34.jpg может быть связана с различием их лептонных чисел:

3053-35.jpg

При (V - A )-структуре взаимодействий H. и антинейтрино имеют разные киральности: v - левую, 3053-36.jpg - правую (рис. 5). Если др. отличий нет (сохранение лептон-ного числа нарушено), то перекрытие состояний |v> и |3053-37.jpg> в пределе 3053-38.jpg>> mv равно |<3053-39.jpg |v>|23053-41.jpg m2v/3053-42.jpg << 1; этого "спирального" подавления достаточно для того, чтобы удовлетворить эксперим. ограничениям. Если лептонное число сохраняется строго, то 3053-43.jpg.

Лагранжиан взаимодействия в теории Вайнберга - Глэшоу - Салама (ВГС) [стандартной теории электрослабого взаимодействия]. обладает L -симметрией. Поэтому в случае дираковских или вейлевских H. перекрытия состояний |v> и |3053-44.jpg> нет, различие между v и v~ абсолютно [L(v) = - L(3053-45.jpg)].

У майорановских H. лептонное число нарушено, v и 3053-46.jpg различаются только киральностью, и их перекрытие пропорц. величине 3053-47.jpg . Экспериментально об-наружимым следствием является безнейтринный двойной b-распад с вероятностью, пропорц. квадрату майо-рановской массы H. Отрицат. результат поиска такого распада позволяет поставить верхний предел для mv. Геохим. методом, основанным на поиске дочернего изотопа, наиб. сильное ограничение получено для моды 128Te 3053-48.jpg 128Xe + е -+ е - : T1/2>5.1024 лет (с у. д. 90%). Отсюда следует, что mv < (0,4-1,4) эВ. Прямыми электронными методами может быть измерен спектр энерговыделений или спектр суммарной энергии двух электронов. Лучшее ограничение, установленное т. о. для распада 76Ge3053-49.jpg 76Se + 2е: T1/2 > 2.1024 лет (с у. д. 90%), соответствует mv <(0,6 - 1,5) эВ. Эти ограничения относятся к майорановской массе H., точнее к эфф. массе 3053-50.jpg (mi - майорановские массы нейтрино vi, имеющие примесь uei в электронном H.), и не противоречат большим значениям т i, к-рые могли быть получены из кинематич. измерений.

Типы H. Тип H. фиксируется его соответствием оп-редел. заряж. лептону. Соответствие устанавливается по взаимодействию; так, электронным называют H., к-рое переходит в электрон либо рождается вместе с позитроном или при захвате электрона. Состояния |ve >, |vm> и |v т > наз. собств. состояниями гамильтониана слабого взаимодействия.

Отрицат. результаты поиска е и е + во взаимодействиях пучков vm (3053-51.jpg), а также m и т во взаимодействиях пучков ve(3053-52.jpg) дают верхние пределы для перекрытия состояний |<ve|vm>|2 на уровне долей процента, |<vt|vm>|2 и |<v т|ve>|2 - на уровне неск. процентов.

Соответствие между H. и определ. заряж. лептонами, а также различия ve, vm, vt описываются набором трёх лептонных чисел: электронным, мюонным и т-лептонным (Le, Lm, Lt). Вводят след. значения лептонных чисел: у ve и е - - (1, 0, 0), у vm и m- - (0,1, 0), у vt и т - (0, 0, 1). Лептонные числа античастиц имеют противоположные знаки. Числа L сохраняются в известных процессах. Нарушение L -числа может быть вызвано взаимодействиями с гипотетич. частицами - Хиггса бозонами (H), т. е. юкавскими связями.

Взаимодействия H. разных типов универсальны: нейтринные токи с ve, vm, vt имеют одинаковую (V - A )-структуру и одинаковые константы связи. Наблюдаемые различия в характеристиках процессов с участием ve, vm, vt сводятся к разнице в массах частиц.

Кроме ve, vm и vt могут существовать т. н. стерильные H., не обладающие обычным слабым взаимодействием, т. е. связями с промежуточными бозонами. Примером таких H. могли бы быть правые компоненты vR в теории ВГС. Взаимодействия стерильных H. с веществом сильно подавлены. Обычные состояния могут переходить в стерильные (и наоборот) в результате осцилляции vL 3053-53.jpg (vR)C и/или испускания (поглощения) хиггсовых бозонов.

Число типов лёгких H., имеющих обычные слабые взаимодействия, N v было определено в 1989-90 по измерениям параметров Z0 -бозонa на е + е - -коллайде-рах (СЛАН) и гл. обр. LEP (ЦЕРН). Полная ширина Z0 зависит от Nv : Г 2 = Г 3 + 3053-54.jpg где Г 3 - вклад заряж. частиц, а 3053-55.jpg - вклад H. одного типа. 3053-56.jpg составляет т. н. невидимую ширину, поскольку H. не регистрируются. Г н восстанавливают по измеренным GZ, Г 3, а также по адронной ширине и сечению в максимуме пика. По данным детекторов LEP получено 3053-57.jpg = 2,95 b 0,10 в согласии с Nv= 3. T. о., новых типов H. кроме ve, vm, vt не существует. Nv определяется также по величине сечения процесса 3053-58.jpg в области Z0 резонанса (детектирование изолированного g = кванта): sg ~ Nv.

Среди других ограничений на Nv наиб. сильное даёт космология - анализ первичного нуклеосинтеза. Ha-блюдат. данные по распространенности 4He позволяют поставить предел: Nv < 4[8].

Взаимодействия H.

Поскольку нейтрино электрически нейтральны и бесцветны, нейтринные процессы в низшем порядке теории возмущений обусловлены слабым взаимодействием.

Взаимодействия H. и теория Вайнберга - Глэшоу - Салама [9]. Согласно этой теории, H. имеет калибровочные и, возможно, юкавские взаимодействия. Калибровочные взаимодействия - связи с W+- и Z0 -бозонами- фиксируются тем, что левые компоненты H. и соответствующие заряж. лептоны образуют дублеты SU2 -группы(vl, l) L. При этом для vL проекция слабого изотопического спина T3 =1/2 и слабый гиперзаряд Y= -1. Правые компоненты H. vR (если существуют) являются синглетами группы SU23053-59.jpg U1: T3(vR) = Y(vR) = 0. Нейтрино vR стерильны, взаимодействий с W и Z0. у них нет, поэтому и заряженные, и нейтральные (см. Нейтральный ток )нейтринные токи имеют (V - A)- структуру. Константы связи H. с W- и Z0 -бозонами равны g/23053-60.jpg. и g/4cosJw, где g - константа связи, соответствующая подгруппе SU2, a Jw - Вайнберга угол.

Юкавские взаимодействия - связи с гипотетич. хигг-совым бозоном (возможно несколькими) предполагают существование правых компонент H. и/или дополнит. мультиплетов скалярных бозонов. Эти взаимодействия при спонтанном нарушении симметрии дают массы H., и, если нет случайной "игры" параметров, их константы, h существенно меньше калибровочной константы g: h~ gmv/mw << g.

Взаимодействия H. с кварками и лептонами обусловлены обменом W- и Z0 -бозонами (рис. 6).

Распады частиц с участием H. Источники H. Калибровочные взаимодействия H. непосредственно проявляются в распадах W- и Z0 -бозонов: W3053-61.jpgvl + + l, Z03053-62.jpgv + 3053-63.jpg Ширины распадов:

3053-64.jpg


3053-65.jpg

Рис. 6. Диаграммы рассеяния нейтрино на кварках и электронах.

Регистрация заряж. лептонов и измерение т. н. недостающей энергии, уносимой H.,- осн. способ детектирования W. Сигналом нейтринных распадов Z0. являются т. н. монофотонные или моноструйные события.

Наиб. важные источники H. в естеств. условиях и лаб. экспериментах - b-распады атомных ядер, е - -захват в атомах, распады мюонов, т-лептонов, p-, К-мезонов, распады частиц, содержащих тяжёлые кварки: D, F, L с, В, ... и т. д. Общие свойства распадов таковы.

1) Распады обусловлены заряж. токами, поскольку в них изменяются типы (а р о м а т ы) частиц, а нейтр. токи с изменением ароматов в стандартной модели отсутствуют (напр., относит. вероятность распада K+ 3053-66.jpg p+ + v + 3053-67.jpg< 10-7). Следовательно, H. рождаются вместе с заряж. лептонами и зафиксирован их тип (ve, vm или vt), а не масса в случае смешивания (см. ниже, Смешивание H.).

2) Вероятности трёхчастичных распадов A3053-68.jpg Bvll ( А, В,p, К, барион, ядро) пропорц. 5-й степени энерговыделений Q : Г 3~ G2Q5, где G - константа Ферми (Q3053-69.jpg т А при mB, ml << т л). Если Q >> ml, l = е, m или е, m, т, то Г 3 одинаковы для H. разных типов. У двухчастичных распадов мезонов: M3053-70.jpg+ vl (M =p, К, D, F) ширина пропорц. энерговыделению и квадрату массы заряж. лептона (последнее есть следствие спирального запрета): Г 2 ~ G2m2lQ. Двухчастичные распады, т. о., не обладают (ve - vm - vt )-универсаль-ностью: доминирует мода с наиб. тяжёлым (из допустимых для данного распада) лептоном и соответствующим H. У лёгких мезонов это p+ 3053-71.jpg m+vm, K+ 3053-72.jpg m+vm. При переходе к более тяжёлым мезонам (D, F, В) преобладающим становится трёхчастичный распад (Г 32 ~ Q4 )и универсальность ve - vm, а затем ve- vm - v т восстанавливается.

Рассеяние H. Нейтрино могут рассеиваться (и поглощаться) на электронах, нуклонах и ядрах:

3053-73.jpg

где f - частицы мишени (f = е -, N, ядро), Ll = vl, l, аX - одна или неск. частиц в конечном состоянии. При энергиях соударения в системе центра инерции 3053-74.jpg, много меньших порога рождения W и Z0,3053-75.jpg<< mW, взаимодействия H. с кварками и лептонами имеют точечный четырёхфермионный характер. Вследствие этого сечения растут пропорц. квадрату полной энергии

3053-76.jpg

mf - масса мишени. [В (14) и дальше s выписываются с точностью до числ. факторов, определяемых теорией ВГС.]

В лаб. системе отсчёта (в к-рой f покоится) из (14) следуют две разные зависимости от энергии:

3053-77.jpg

т. е. при энергии H. больше массы мишени квадратичный рост сменяется линейным. В области 3053-78.jpg << mf сечения не зависят от массы мишени. В частности, они одного порядка для v -рассеяния на электроне и на нуклоне. При 3053-79.jpg > mf сечения пропорциональны массе мишени [s(vp)/s(ve) ~ mp/me 3053-80.jpg 2000] (рис. 7).

При 3053-81.jpg> т W в рассеянии H. проявляется структура слабого взаимодействия, связанная с обменом W- и Z-бозонами, его уже нельзя считать происходящим в одной точке, и зависимость сечений от энергии изменяется. Для процессов рассеяния H. на точечных объектах (электронах, кварках) с W -обменом в t -канале (см. рис. 6) s ~ G2mw/p(1.+ m2W/s). При s3053-82.jpg m2W сечения прекращают линейный рост с увеличением s и затем выходят на константу: s 3053-83.jpg s0 ~ G2m2W/p.3053-84.jpg 10-34 см 2 (в низшем порядке теории возмущений) [рис. 8, кривая vle-]. Сечения 3053-85.jpg -рассеяния с W- или Z-обменом в анни-гиляц. канале (в s -канале), напр. 3053-86.jpg + е - 3053-87.jpg W3053-89.jpg +m-, имеют резонансный характер (резонанс Глэшоу; рис. 8, штриховая кривая).

Взаимодействие H. с нуклонами (рис. 8, кривая vlN) есть суммарный эффект рассеяния H. на отд. кварках, составляющих эти нуклоны. При 3053-90.jpg < неск. сотен МэВ происходит упругое и квазиупругое рассеяние: ve + p 3053-93.jpg ve + p, vm + n 3053-94.jpgm- + p и т. д. С повышением энергии дополнит, вклад даёт сначала однопионное рождение (vm +p 3053-95.jpg m- + p+ + p), а затем рождение большего числа адронов. В области неск. ГэВ < 3053-96.jpg 100 т2W/mN (s3053-97.jpg10 т2W )доминируют глубоко неупругие процессы[9, 10]. Вклады от рассеяния v на отдельных кварках в сечения этих процессов суммируются некогерентно. При s<< m2W сечение s 3053-98.jpg (G2s/p)x, где x = 0,2-0,3 - доля полного импульса нуклона, которую несут кварки, взаимодействующие с H. Сечения растут пропорц. s, отклонение от линейного роста вследствие нарушения скейлинга Бьёр-кена (см. Масштабная инвариантность квантовой хромодипамике незначительно. При s 3053-99.jpg m2W рост сечений vN-взаимодействия замедляется, но, в отличие от рассеяния на точечной частице, не прекратится и будет сравнительно быстрым (быстрее, чем ln2s/т2W ), что обусловлено рассеянием v на морских кварках. При s 3053-100.jpg 100 т2W заметный и возрастающий с s вклад дают т. н. полужёсткие и мягкие соударения. Для них характерны эффекты экранировки партонов (кварков и глюо-нов), коллективное испускание глюонов и т. д. Не исключено, что быстрый (быстрее ln2s/ т2W ) рост s для [s3053-101.jpg(105-106)m2W ] продолжается до значений, равных геом. размеру нуклона с учётом непрозрачности: s ~ R2Na2W 3053-102.jpg (10-33-10-32) см 2 (RN - радиус нуклона, a2W = g2/4p).


3053-91.jpg

Рис. 7.Зависимости сечений рассеяния нейтрино на нуклонах и электронах от энергии Ev при 2mfEv << т2W.

3053-92.jpg

Рис. 8. Зависимость сечений рассеяния нейтрино и антинейтрино на электронах и нейтринона нуклонах при s >~ m2W (теоретические кривые).

Сечения взаимодействия H. и антинейтрино даже на неполяризов. мишенях не равны. Причина этого - нарушение чётности в слабом взаимодействии и поляризация самих H. В области т2f.<< s << m2W отношение сечений, обусловленных (V - А )-токами: 3053-103.jpg. Различие sv~ и sv связано с величиной полного спина J сталкивающихся частиц и, следовательно, с угл. распределением рождаемых лептонов. Напр., для vll- -рассеяния J = 0 и распределение в системе центра инерции изотропно, для 3053-104.jpg -рассеяния J = 1 и рассеяние происходит преим. вперёд. Величины 3053-105.jpgи sv сравниваются при сверхвысоких энергиях: s >> т2W, где вклад в сечения дают волны с ненулевыми орбит. моментами.

Нейтринные эксперименты. 1) Рассеяние 3053-106.jpg, в области низких энергий, 3053-107.jpg < 10 МэВ, исследуется в экспериментах на ядерных реакторах [11]. Источником 3053-108.jpg являются цепочки b-распадов осколков деления ядер 235U, 239Pu и др. В среднем на одно деление приходится 63053-109.jpg, и при мощности реактора 3000 МВт полный поток 3053-110.jpg составляет 5.1020 с -1. Спектры H. быстро падающие, с характерным диапазоном 3053-111.jpg = (1-8) МэВ. Для детектирования H. используется гл. обр. обратный b-распад (2). Мишени-детекторы представляют собой баки с жидкими водородсодержащими сцинтил-ляторами, к-рые (в ряде установок) прослоены гелиевыми проволочными камерами для регистрации нейтронов. Кроме измерений спектров е + на разных расстояниях от реактора (см. ниже, Осцилляции H.) изучаются взаимодействия 3053-112.jpg с электронами и дейтронами (напр., 3053-113.jpg + d 3053-114.jpgе + + n + n).

Интенсивные потоки H. создаются мощными радиоактивными источниками (51Cr, 3H и др.). Эксперименты с такими источниками, окружёнными защитой, через к-рую могут проникнуть только H., проводятся как для изучения взаимодействий H. при низких энергиях, так и для калибровки нейтринных детекторов, в частности радиохим. детекторов солнечных H.

Развиваются новые методы детектирования низко-энергетичных H., основанные на низкотемпературных болометрич. измерениях в кристаллах, регистрации возбуждений в сверхтекучем гелии, фазовых переходах в перегретых сверхпроводящих гранулах и др.

2) При больших энергиях, вплоть до 3053-115.jpg 300 МэВ, ve- и vN-рассеяние исследуют на мезонных фабриках. Нейтринные потоки возникают здесь в цепочке распадов p+3053-116.jpgm+ + vm, m+ 3053-117.jpg е + + ve + 3053-118.jpg,a сами p+ генерируются во взаимодействиях ускоренных до 500-800 МэВ протонов с ядрами мишени.

3) Рост сечений взаимодействия H. с увеличением энергии и связанная с этим возможность проведения нейтринных экспериментов на ускорителях высоких энергий обсуждались M. А. Марковым в 1957. Первые нейтринные эксперименты на ускорителях были осуществлены в 1962 в Брукхейвене и в 1964 в ЦЕРНе [12]. В 1973 на ускорителе ЦЕРНа в нейтринных экспериментах были открыты слабые нейтральные токи, что сыграло важную роль в становлении совр. теории электрослабого взаимодействия.

Существуют две разные постановки эксперимента: обычная - с H. от p-, К-распадов и "сброс пучка" на толстую мишень, позволяющий изучать "прямые" H. В первом случае нейтринный пучок формируется в распадах p- и К-мезонов, родившихся во взаимодействиях ускоренных протонов с достаточно тонкой мишенью. Необходимым элементом в такой постановке эксперимента является распадный канал (для осуществления распадов p и К). При 3053-119.jpg 200 ГэВ, напр., его длина равна ок. 300 м. Между распадным каналом и детекторами H. расположены мюонный фильтр - слои железа, а также слои грунта, в к-рых поглощаются все частицы, за исключением H.

В эксперименте по сбросу пучка ускоренные протоны падают на металлич. мишень толщиной до 2 м и более, в к-рой, не успевая распасться, поглощается осн. часть p- и К-мезонов и, т. о., поток обычных распадных H. оказывается сильно подавленным. На его фоне становятся заметны H., родившиеся в распадах тяжёлых короткоживущих D, F и др. мезонов, у к-рых распад превалирует над поглощением. Практически такие H. возникают в точке первичного взаимодействия протонов, и их называют "прямыми". Распадный канал при сбросе пучка не нужен. В качестве мишеней-детекторов в ускорит. экспериментах используют большие пузырьковые камеры, а также калориметры, к-рые состоят из пластин железа или мрамора, прослоенных сцинтилляц. счётчиками, дрейфовыми трубками, проволочными камерами и т. д. Детекторы дополняются иногда мюон-ными спектрометрами.

4) В экспериментах на подземных установках источником H. является атмосфера Земли - распады частиц, родившихся во взаимодействиях космич. лучей с ядрами атомов атмосферы (Марков, 1960). Взаимодействия H. низких энергий, 3053-120.jpg сотни МэВ - неск. ГэВ, регистрируются большими водными черенков-скими детекторами (IMB, KAMIOKANDE), а также тонкоструктурными электронными установками (FREJUS, NUSEX). Причём треки частиц, рождаемых в нейтринном взаимодействии, могут полностью уместиться в детекторе ("включённые" события). Такие события являются осн. фоном для поиска распада протона и n 3053-121.jpg осцилляции. При более высоких энергиях H., 3053-122.jpg 10 ГэВ, осн. часть регистрируемых событий- мюоны, пересекающие детектор. Они рождаются атмосферными H. в грунте вблизи установок. Преимуществом обладают детекторы, способные определить направление прихода мюона (Баксанский нейтринный телескоп). Особый интерес представляют события, когда H. приходит из нижней полусферы Земли: в этом случае расстояние источник - детектор равно 2 3053-123.jpg.

5) Взаимодействия H. сверхвысоких энергий, 3053-124.jpg > 1 ТэВ, предполагается изучать на глубоководных установках (Марков, 1960). Источниками H. являются космос (космич. H.) и атмосфера Земли. Детекторы представляют собой большие объёмы воды на значит. глубине в океане или озере, просматриваемые черенковскими счётчиками или прослушиваемые акустич. детекторами (проекты "Байкал", ДЮМАНД). Развивается методика регистрации радиоизлучения ядерных и эл.-магн. каскадов, вызванных H. в большом объёме льда (напр., в Антарктиде).

Информация о взаимодействиях H. с энергиями вплоть до 1020 эВ может быть получена из исследований широких атм. ливней, развивающихся под большими углами к вертикали (установка "Мушиный глаз", Канада).

Результаты нейтринных экспериментов находятся в хорошем согласии с предсказаниями теории ВГС. В частности, для упругого рассеяния vm и 3053-125.jpg на электронах при энергии 3053-126.jpg > 1 ГэВ, получено:

3053-127.jpg

где первая из указанных ошибок - статистическая, а вторая - систематическая. В теории ВГС при sin2JW= = 0,22 соотношения между сечениями для др. типов v следующие:

3053-128.jpg

Сечения глубоко неупругого рассеяния H. (3053-129.jpg > > 10 ГэВ) на мишени (ядре), содержащей равное число протонов и нейтронов, в расчёте на один нуклон равны:

3053-130.jpg

Отношение сечений нейтральных токов к сечениям заряж. токов

3053-131.jpg

Электромагнитные свойства H. Взаимодействие H. с эл.-магн. полем обусловлено либо радиационными поправками(H. переходит в виртуальное состояние, содержащее заряж. частицы, напр. l++ W-), либо возможной составной структурой самих H. T. о., у H. возникает магн. момент (mv) и распределение электрич. заряда, характеризуемое эл.-магн. радиусом <r эм>.

Ограничение на mv следует из данных по ve--pac-сеянию при низких энергиях. Дополнит. вклад в сечение этого процесса, к-рый мог бы быть обусловлен обменом фотоном, взаимодействующим с mv, не обнаружен. Отсюда получено: m(3053-132.jpg) 3053-133.jpg 2·10-10m Б (рассеяние реакторных H.) и m(vm) 3053-134.jpg 10-8m Б (vm от ускорителей), где m Б - магнетон Бора. Астрофиз. и космология, ограничения оказываются более строгими. Эл.-магн. взаимодействие H.: 1) приводит к быстрому остыванию белых карликов; отсюда mv < (0,8-1,0) ·10-11 m Б для всех типов H. с m 3053-135.jpg l кэВ; 2) влияет на первичный нуклеосинтез, и это даёт mv < 0,5·10-10m Б; 3) приводит к генерации потоков высокоэнергичных H. от грави-тац. коллапсов - из данных по SH 1987А mv < (10-12- 10-13) m Б . Данные по солнечным H. позволяют исследовать диапазон mv до 3053-136.jpg10-12 m Б.

В теории ВГС дираковские H. имеют магн. момент, пропорц. массе H.:

3053-137.jpg

С учётом существующих ограничений на mv предсказания mv оказываются значительно меньше верхних экспериментальных пределов. В моделях, содержащих правые заряж. токи и/или заряж. хиггсовы бозоны, mv пропорц. массе заряж. лептона и может оказаться на 4-5 порядков больше. У майорановских H. mv = 0, но в этом случае возможны т. н. недиагональные, или переходные, магн. моменты, для к-рых начальное и конечное нейтринные состояния соответствуют разным майорановским частицам. Для эл.-магн. радиуса H. в теории ВГС предсказывается

3053-138.jpg

Взаимодействия H. вне рамок теории Вайнберга - Глэшоу - Салама. H. могут иметь дополнит. взаимодействия с новыми пока гипотетич. частицами, в т. ч. с правыми заряж. бозонами WR , переводящими правые компоненты vR в lR , со скалярными бозонами (H )как нейтральными, так и заряженными, причём константы связи v с H не обязательно подавлены фактором mv/mw. Не исключено существование скалярных нейтральных безмассовых (или очень лёгких) частиц, взаимодействующих преим. с H. ( голдстоуновских бозонов, т. н. майоранов). Все эти взаимодействия H. экспериментально пока не обнаружены.

Класс новых взаимодействий возникает в связи с дальнейшим развитием идеи объединения частиц и взаимодействий. В суперсимметричных моделях у H. появляются связи типа (3053-139.jpg , где se, sv, 3053-140.jpg - соответственно суперсимметричные скалярные партнёры электрона и H. (т. н. сэлектроны и снейт-рино) и суперсимметричные спинорные партнёры W- и Z-бозонов (т. н. вино и зино; см. Суперсимметрия).

В моделях великого объединенияH. образуют единые мультиплеты с кварками, что отражает общую природу этих частиц. У H. при этом возникают калибровочные и юкавские взаимодействия со сверхтяжёлыми бозонами Y1/3, H1/3, напр. (3053-141.jpg (где 3053-142.jpg - зарядово-сопряжённое кварку d состояние, gm, m = 0,1,2,3 - Дирака матрицы). Эти взаимодействия нарушают сохранение барионного числа, приводя к распадам протона, в частности с испусканием H.: 3053-143.jpg. Нейтринные моды 3053-144.jpg доминируют в суперсимметричных обобщениях моделей великого объединения.

Смешивание и массы H.

В предположении о существовании масс у H. и о смешивании H. предсказываются v -осцилляции, распады H. и др. Эксперим. поиски этих эффектов являются методами поиска масс и смешивания H.

Смешивание H. Собств. состояния гамильтониана слабого взаимодействия |veL>, |vmL>, |vtL> (и также стерильные состояния |veR>, |vmR>, |vtR>) могут быть когерентными комбинациями (смесями) неск. состояний с определ. массами |v1>, |v3> ... При этом массы самих ve, vm и т. д. не определены. В простейшем случае смешивания двух H. ve и vm:

3053-145.jpg

где q - т. н. угол смешивания; т. е. |ve> и |vm> смешиваются, если они являются ортогональными комбинациями одних и тех же состояний |v1> и |v2>. Смешивание обусловлено недиагональными членами лагранжиана 3053-146.jpg + э. с., переводящими ve в 3053-147.jpg и наоборот. При этом нарушаются лептонные числа, соответствующие ve и 3053-148.jpg. Если H. массивны, то их смешивание вполне вероятно, во-первых, в силу кварк-леп-тонной симметрии и наличия смешивания у кварков (дополнит. аргумент при этом дают модели великого объединения), во-вторых, из-за отсутствия локальной симметрии, к-рая могла бы быть ответственна за сохранение лептонного числа. Смешивание и величины масс связаны между собой. Поскольку у H. допускаются майорановские массовые члены и кроме этого справедливо неравенство (9) [тогда как у кварков т(и)3053-149.jpgm(d)], смешивание лептонов и кварков может оказаться различным.

Смешивание H. и распады с участием H. Смешивание означает, что в конкретном распаде вместе с одним и тем же лептоном должны рождаться H., v1, v2. имеющие разные массы mi, i = 1, 2. Для двухчастичных распадов следствием этого являются дополнит. пики в распределениях по импульсам лептонов, напр. мюо-на в распадах p 3053-151.jpg mvm или К 3053-152.jpg mvm. У трёхчастичных распадов (35S 3053-153.jpg 36Cl + e- + 3053-154.jpg и др.) смешивание приводит к появлению изгибов (или скачков) на кривых Кёри. Положение скачка определяется энергией 3053-155.jpg Q - mi, а его высота пропорц. величине смешивания (точнее, tg2J). Отрицат. результаты поисков таких пиков и скачков дают ограничения сверху на параметры смешивания в зависимости от mv.

Осцилляции H. [13]. Осцилляциями H. наз. процесс периодич. изменения свойств нейтринного пучка - превращения одного типа H. в другой (другие). Гипотеза об осцилляциях H. была выдвинута в 1957 Понтекорво в связи с возможностью несохранения лептон-ного числа и по аналогии с осцилляциями 3054-1.jpg (см. К-мезоны, Осцилляции элементарных частиц). В ультрарелятивистском пределе длина осцилляции - расстояние, на к-ром H. возвращается в исходное состояние, равна: lv = 4p3054-2.jpg/Dm2, где Dm2 = т21 - т22. Глубина осцилляции а =sin22q, вероятность осцил-ляц. перехода ve - vm на расстоянии x от источника ve: P(ve3054-3.jpg vm) = sin22q sin2(px/lv); среднее значение вероятности: 3054-4.jpg= 1/2 sin22q.

Выделяют два осн. типа осцилляции - осцилляции по аромату: ve 3054-5.jpg vm, ve 3054-6.jpg vt, vm 3054-7.jpg v т и осцилляции в стерильные состояния (осцилляции v 3054-8.jpg). В первом случае с расстоянием изменяются взаимодействия пучка H., обусловленные заряж. токами, и не меняются, согласно теории ВГС, взаимодействия, обусловленные нейтральными токами. Напр., исходный ve -пy-чок в процессе распространения будет рождать m или т и т. д. Во втором случае подавляются оба типа взаимодействий.

Поиски осцилляции осуществляются в экспериментах на "исчезновение" и на "появление". Измеряется полное число и спектр заряж. лептонов, рождаемых пучком H. на разных расстояниях от источника. В первом случае (на "исчезновение") - это лептоны того же типа l, что и исходные H. vl, т. е. ведётся поиск ослабления vl -потока. Во втором случае - это лептоны, не соответствующие типу исходного H. Результаты экспериментов носят отрицат. характер, и это означает в предельных случаях малость либо величины угла смешивания, при к-рой глубина осцилляции меньше чувствительности установки (Dm2 - любая), либо - Dm2 (q - любой), когда lv много больше расстояния источник - детектор и осцилляции не успевают развиться. Область исключённых значений sin2 (2q) и Dm2 характеризуется sin2(2qrp) - верхней границей для Dm2 при больших Dm2 и Dm2 - верхней границей для Dm2 при макс. смешивании (q = 45°). Реакторные эксперименты дают для осцилляции 3054-9.jpg , где vx = vm, vt. или стерильное состояние sin22qrp = 0,16, Dm2 гр = 0,008 эВ 2. В экспериментах на ускорителях для осцилляции vm3054-10.jpg ve получаются соответственно значения 3·10-3 и 0,1 эВ 2; для vm 3054-11.jpg v т: 4·10-3 и 0,9 эВ 2. Подземные эксперименты (Баксанский нейтринный телескоп, детектор IMB, США) для моды 3054-12.jpg дали sin22qrp = 0,6, Dm2 гр = =10-2 эВ 2.Кроме того, исключается область параметров Dm2 = (0,3-3).10-4 эВ 2 и sin22q 3054-13.jpg 0,3.

Результаты экспериментов с солнечными H. содержат указания на осцилляции ve -> vx, где vx= vm,vt или стерильное H. Эксперименты чувствительны к Dm23054-14.jpg10-12 эВ 2 и sin22q >= 0,1; с учётом резонансной конверсии нейтрино они становятся чувствительными к существенно меньшим значениям sin22q, вплоть до 10-3-10-4 в диапазоне Dm2 = (10-8-10-4) эВ 2. Регистрация H. от гравитац. коллапсов позволяет исследовать ещё больший диапазон Dm2, sin22q.

Распад H. Если m(v) 3054-16.jpg 0, то, вероятно, все H., кроме самого лёгкого, нестабильны. Допустимы след. моды распада.

a) v2 3054-17.jpg v1 - е +-. H. v2 с массой m2 > 2m е может рождаться [при учёте ограничений на m(vl),l = = е,m, т] либо как осн. составляющая v т, либо как малая примесь в ve, vm. Вероятность распада в единицу времени:

3054-18.jpg

Эксперим. поиски распада на реакторе и ускорителях дают ограничение на параметр смешивания |u2e|23054-20.jpg 10-3 в диапазоне масс (2-8) МэВ. Более строгие ограничения следуют из космологии и астрофизики.

б) Радиац. распад v2 3054-21.jpg v1+ g: в теории ВГС его вероятность также пропорц. m2 в 5-й степени:

3054-22.jpg

u2l -параметр смешивания, mw и ml - массы W- бо-зона и заряж. лептона l. В модифициров. моделях с правыми заряж. токами и др. Gv пропорц. m32 и может оказаться значительно большей, чем в (16). Поиски радиац. распада в реакторных экспериментах позволили поставить нижний предел: t/mv 3054-23.jpg 20 с/эВ (т - время жизни H.). Наиб. сильные ограничения дают астрофизика и космология. В частности, из наблюдений сверхновой 1987А получена величина отношения t/mv 3054-24.jpg 8.1014 с/эВ. Измерения спектра реликтовых фотонов, к-рый мог бы быть искажён g-квантами от распада v2, чувствительны к величинам 3054-25.jpgт/mv, превышающим возраст Вселенной (3054-26.jpg - энергия H.).

в) Распад v23054-27.jpg v1gg может быть значительно быстрее предыдущего: его вероятность не содержит фактора (mlW)4·. Для этого распада справедливы те же ограничения, что и для однофотонного.

Кроме обсуждавшихся выше т. н. обнаружимых распадов, могут быть "невидимые" распады: г) v2 3054-28.jpgv1 + +3054-29.jpg+ v1 с Г ~ Г m; д) v2 3054-30.jpg v1 + f, где f - лёгкая или безмассовая скалярная частица (напр., майорон). Этот распад может оказаться наиб. быстрым (Г ~ ~ h2m2/16p, где h - константа связи H. с f), и устранить космологич. ограничение (11) на массы H.

О спектре масс H. Возможное объяснение малости масс H. по сравнению с массами заряж. частиц из соответствующих поколений фермионов предложили M. Гелл-Ман (M. Gell-Mann), П. Район (P. Ramond), P. Сланский (R. Slansky) и T. Янагида (T. Janagida) в 1980. Неравенство (9) объясняется тем, что H.- единств. частица из поколения фермионов, у к-рой все сохраняющиеся заряды равны нулю: Qg = Qc =0, поэтому только H. может иметь кроме дираковской массы майорановские массовые члены. На основании этого было получено соотношение: m(vl) = m2D/mR, где mD - типичная дираковская масса для данного поколения фермионов, mR - майорановская масса правой компоненты H., к-рая много больше mD и, возможно, соизмерима с наиб. масштабом масс в теории, напр. с масштабом великого объединения.

Существование конечных масс у H. в конкретных калибровочных теориях, за исключением мин. вариантов SU2.3054-31.jpg U(1)и SU5, представляется практически неизбежным.

Лит.:1) Паули В., К старой и новой истории нейтрино, пер. с нем., в кн.: Теоретическая физика XX в., M., 1962; Понтекорво Б. M., Страницы развития нейтринной физики, "УФН", 1983, т. 141, с. 675; 2) Алиханов А. И., Слабые взаимодействия. Новейшие исследования b-распада, M., 1960; Ал-лен Дж., Нейтрино, пер. с англ., M., 1960; 3) Rсines F., Cowan C. L. Jr., Detection of the free neutrino, "Phys. Rev.", 1953, v. 92, p. 830; Pейнес Ф., Коуэн К. Л. мл., Нейтрино, пер. с англ., "УФН", 1957, т. 62, с. 391; 4) Mарков M. А., Нейтрино, M., 1964; 5) Danbу G. и др., Observation of high energy neutrino reactions and the existence of two kinds of neutrinos, "Phys. Rev. Lett.", 1962, v. 9, p. 36; Fейнбеpг Дж., Ледерман Л. M., Мюон и мюонное нейтрино, в кн.: Нейтрино, пер. с англ., M.,1970; 6) Perl M.L.и др., Properties of anomalous em events produced in e+e- annihilation, "Phys. Lett.", 1976, v. 63В, p. 466; Азимов Я. И., Франкфурт Л. Л., Xозе В. А., Новая частица в е + е - -аннигиляции - тяжелый лептон т b, "УФН", 1978, т. 124, с. 459; 7) Козик В. С. и др., Об оценке массы ve по спектру b-распада трития в валине, пер. с англ., "Ядерная физика", 1980, т. 32, с. 301; 8) Геpштейн С. С., Зельдович Я. Б., Масса покоя мюонного нейтрино и космология, "Письма в ЖЭТФ", 1966, т. 4, с. 174; Зельдович Я. Б., Хлопов M. Ю., Масса нейтрино в физике элементарных частиц и космологии ранней Вселенной, "УФН", 1981, т. 135, с. 45; 9) Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, 2 изд., M., 1990; 10) Биленький С. M., Лекции по физике нейтринных и лептон-нуклонных процессов, M., 1981; 11) Боровой А. А., Нейтринные эксперименты на реакторах, "ЗЧАЯ", 1980, т. 11, с. 92; 12) Epмолов П. Ф., Mухин А. И., Нейтринные эксперименты при высоких энергиях, "УФН", 1978, т. 124, с. 385; 13) Биленький С, M., Понтекорво Б. M., Смешивание лептонов и осцилляции нейтрино, УФН", 1977, т. 123, с. 181; Bilenky S. M., Petcov S. Т., Massive neutrinos and neutrino oscillations, "Rev. Mod. Phys.", 1987, v. 59, p. 671. Г. Т. Зацепин, А. Ю. Смирнов.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. . 1988.


.

Синонимы:

См. также в других словарях:

  • НЕЙТРИНО — (обозначение v), незаряженная ЭЛЕМЕНТАРНАЯ ЧАСТИЦА, С Нулевой (или очень маленькой) массой, со спином 1/2, которая движется со скоростью близкой к скорости света. Будучи ЛЕПТОНОМ, нейтрино чрезвычайно слабо взаимодействует с веществом. Нейтрино… …   Научно-технический энциклопедический словарь

  • НЕЙТРИНО — (итал. neutrino уменьшительное от neutrone нейтрон) (?), стабильная незаряженная элементарная частица со спином 1/2 и, возможно, нулевой массой; относится к лептонам. Нейтрино участвуют только в слабом и гравитационном взаимодействиях и поэтому… …   Большой Энциклопедический словарь

  • НЕЙТРИНО — (n), легкая (возможно, безмассовая) нейтральная элементарная частица. Представление о нейтрино введено в 1930 швейцарским физиком В. Паули. Название предложил в 1932 Э. Ферми, как уменьшительное от нейтрон. Различают 3 типа нейтрино. Испускается… …   Современная энциклопедия

  • Нейтрино — электрически нейтральная стабильная частица со спином 1/2 и массой покоя много меньше массы электрона; участвует только в слабых и в гравитационных воздействиях. мюонное нейтрино тип нейтрино, возникающих при распаде элементарных частиц вместе с… …   Термины атомной энергетики

  • нейтрино — мютрино, электрино Словарь русских синонимов. нейтрино сущ., кол во синонимов: 3 • мютрино (1) • частица …   Словарь синонимов

  • НЕЙТРИНО — НЕЙТРИНО, нескл., муж. (спец.). Стабильная нейтральная элементарная частица с массой, равной или близкой к нулю. | прил. нейтринный, ая, ое. Толковый словарь Ожегова. С.И. Ожегов, Н.Ю. Шведова. 1949 1992 …   Толковый словарь Ожегова

  • Нейтрино — У этого термина существуют и другие значения, см. Нейтрино (значения). электронное нейтрино мюонное нейтрино тау нейтрино Символ: νe νμ ντ Состав: Элементарная частица Семья: Фермионы …   Википедия

  • Нейтрино — (итал. neutrino, уменьшительное от neutrone нейтрон)         электрически нейтральная элементарная частица с массой покоя много меньшей массы электрона (возможно равной нулю), Спином 1/2 (в единицах постоянной Планка ħ) и исчезающе малым, по… …   Большая советская энциклопедия

  • нейтрино — НЕЙТРИ/НО неизм.; ср. [итал. neutrino] Физ. Электрически нейтральная элементарная частица с ничтожной массой покоя. ◁ Нейтри/нный, ая, ое. Н ая физика. * * * нейтрино (итал. neutrino, уменьшительное от neutrone  нейтрон) (ν), стабильная… …   Энциклопедический словарь

  • Нейтрино — электрически нейтральная элементарная частица с весьма малой (Нейтрино 0,5·10 4 массы электрона) массой покоя, нулевым магнитным моментом и спином, равным 1/2. Различают электронное νе (античастица νе), мюонное νμ (античастица νμ) и нейтрино… …   Астрономический словарь