Hейтрино
Содержание
Введение
Глава 1.
История открытия Нейтрино
.1 Теория
Ферми. Гипотеза Паули
.2 Первые
эксперименты по обнаружению Нейтрино
.3 Мюонные
Hейтрино
Глава
2.Основные свойства Нейтрино
.1 Спин и
спиральность Hейтрино
.2 Массы
Hейтрино
.3 Уравнение
свободного движения Hейтрино
.4
Нетождественность Hейтрино и антинейтрино
.5 Типы
Hейтрино
Глава 3.
Взаимодействия Нейтрино
.1 Нейтринные
эксперименты
Заключение
Литература
Введение
нейтрино болометрический
кристалл
Hейтрино
(обознач. v) - в переводе лёгкий (не имеет массу) электрически нейтральная не
имеет цвета <#"668346.files/image001.gif">). Нестабильность Hейтрино пока не обнаружена.
Отличительное свойство Hейтриноэто очень сильная проникающая способность при
пониженныхнапряжениях и быстроеподнятие сечения взаимодействия с увеличением
энергии.ейтрино - часто встречается объектами, как и фотонами. 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
<#"668346.files/image002.gif"> ~ 1021
эВ, генерируются во взаимодействиях космических лучей
<#"668346.files/image003.gif">
1.
История открытия Hейтрино
.1
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) 21084Ро + е-, оказался непрерывным. Ни потерь энергии
при вылете электронов из атомов, ни эл--магн. излучения <#"668346.files/image005.gif">
(для
b+-распада соответственно: p n + e++ +
ve). В исходном ядре H. нет. Согласно теории Ферми, взаимодействие всех 4
частиц, происходит в одной точке пространства одновременно. Эта теория
объяснила основные черты b-распада [форму спектра, связь граничной энергии
(Q)со временем распада] и, т. о., явилась первым подтверждением гипотезы о H.
Были предсказаны новые процессы с участием H.: обратный b-pacпада.
и
электронный захват:
.2
Первые эксперименты по обнаружению Нейтрино
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- 7Li + ve, в к-рой импульс7Li 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
<#"668346.files/image010.gif">
Рис.1.Схема
установки Райнса - Коуэна (1956-57): 1 - мишени; 2 - сцинтилляционные
детекторы; 3 - ФЭУ
Реакция
(2) происходила под действием 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.
.3
Мюонные Hейтрино
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.:
На
нетождественность vm и ve, т. е. частиц, к-рые рождаются вместе с мюонами и
электронами, указывало отсутствие каналов распада m еg, m 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 + np + m-и не происходит генерации электронов. Так были
открыты мюонные Hейтрино т-нейтрино. В 1975 в Станфорде (США) на встречных
е+е--пучках группойфизиков <#"668346.files/image016.gif"> t++ т-
был открыт новый, тяжёлый лептон с массой ок. 1,8 ГэВ - т-лептон (см.
Тау-лептон <#"668346.files/image017.gif">
Рис
.1. Объединение двойных нейтринных звёзд
Анализ
энергетич. спектров электронов и мюонов, образующихся при распаде т-лептона.
показал, что кроме еb или mb рождаются ещё два H.:
Одно
из них соответствует мюону пли электрону, другое - т-лептону. Отличие vt от ve
и vm подтверждается существованием сильных запретов на моды распада т mg, т eg, т ее+е-, равенством вероятностей распадов тmvv и т evv, a
также отрицат. результатами поиска т-лептонов во взаимодействиях пучков vm и ve
с веществом.
2.
Основные свойства Нейтрино
.1
Спин и спиральность Hейтрино
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
спиральностью <#"668346.files/image024.gif"> = с = 1.) Этот факт при ненулевой массе H. mv0 объясняется (V - А)-структурой взаимодействий (см.
Слабое взаимодействие
<#"668346.files/image026.gif">
с
образованием возбуждённого ядра Sm*. Последнее испускает g-квант при переходе
152Sm* (1-) 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 анализатор (намагниченное
железо) для определения поляризации g-кванта (рассеяние g зависит от
относительной поляризации g и Fe); 3 -мишень, содержащая 152Sm (резонансное
рассеяние происходит в том случае, если v и gиспускаются в противоположных
направлениях); 4 -детектор; 5 - свинцовая защита.
Отбирались
события, в к-рых спиральность ve и поляризация
<#"668346.files/image030.gif">
Измерения
поляризации g-квантов проводили с помощью их рассеяния на намагнич. железе.
Поизмереннойlg была найдена спиральность H. lv. Результат эксперимента: lv -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.
Рис
.2. Нахождение нейтринов в космических лучах
.2
Массы Hейтрино
Массы
Hейтрино каждого типа много меньше масс соответствующих заряж. лептонов (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
<#"668346.files/image034.gif">)] для b-распада трития:
(рис.
3). Массивность H. должна проявиться в уменьшении числа распадов с энергиями
электронов , лежащими вблизи граничной точки, Q = 18,6 кэВ. В 1980 группой сов.физиков (В. А.
Любимов и др.)
Рис.
3. График Кёри вблизи граничной точки без учёта фона и конечной разрешающей
способности детектора
Ин-татеоретич.
и эксперим. физики (ИТЭФ, Москва) были получены указания на то, что mv 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
<#"668346.files/image040.gif">
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 <#"668346.files/image041.gif">)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.юонные H. Наиб.строгие
ограничения на массу m(vm) даёт исследование распада пиона (5). В случае
покоящегося p массаvm 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-нейтрино.
Лучшие ограничения на массу vт получены при исследовании мод распада t-лептона
с подавленным фазовым объёмом: т KKvt,
5pvт, 6pvт. Массивность vт 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 (vт) < 35 МэВ (с у.
д. 95%).
Существует
т. н. космологич. ограничение на сумму масс стабильных H. всех типов [8]:
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
<#"668346.files/image044.gif">0) H., свободное движение к-рых описывается Дирака
уравнением <#"668346.files/image045.gif">) = -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 (LeeTsungDao), Ч. Янг (YangChenNing), A.
Ca-лам (A.Salam) предложили в связи с открытием несохранения чётности
<#"668346.files/image046.gif">)y, для
описания H. (здесь s - Паули матрицы
<#"668346.files/image047.gif">)= - 1;
различие v и - абсолютно.айорановским и наз. истинно нейтральные
H. Они описываются ур-нием Дирака с дополнит.условием:
где
yс - зарядово-сопряжённая волновая ф-ция, а фактор hc удовлетворяет равенству
|hс|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 hср: = =
hсрg0y, где g0 - Дирака матрица
<#"668346.files/image051.gif">). В первом случае , во
втором - = 0, в третьем, в силу условия (12), =1/2hср mycL (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()= 2.
Осуществить выбор между разл. описаниями H. позволят в принципе эксперименты по
измерению масс H. и поиску эффектов нарушения лептонного числа, |DL| = 2.
Структура
нейтрино
2.4
Нетождественность Hейтринои 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, 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 являлся атомный реактор, мишенью - бак с 10 т пер-хлорэтилена
C2Cl4. Если совпадает с v и, значит, может рождать электрон, то
должна происходить реакция +37Cl е- + 37Ar. Образующийся атом 37Ar со временем T1/2=35
сут испытывает K-захват, переходя в возбуждённый атом хлора: 37Ar + е- 37Cl* + 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 = v; эффект перекрытия состояний |> и |ve>, |( |v>|2
составил не более 5%.
Др.
метод проверки нетождественности ve и реализуется
в ускорит.экспериментах. Источником ve является распад Кe+vep; в пузырьковых камерах-мишенях ведётся поиск
позитронов. Избытка е+, обусловленного реакцией ve + N е+ + X (здесь X - совокупность остальных частиц), не
было обнаружено, что дало ограничение на |< |ve
>|2 на уровне долей процента.
Наибольшую
чувствительность к перекрытию состояний |ve > и |> имеют эксперименты по поиску
безнейтринногодвойного b-распада. При таком распаде H., испущенное одним из
нейтронов ядра, n p + е- +, взаимодействует
с другим нейтроном того же ядра. В результате рождаются два электрона, а ядро
увеличивает свой заряд на две единицы: AZX AZ+2X +
е- + е-. рис 5.
Из
факта ненаблюдения двойного безнейтринного b-распада следует, что величина
|< |ve >|2 не превышает 10-12 (при нормировке |<ve
|ve >|2 = 1).
Нетождественность
v и может быть связана с различием их лептонных чисел:
При
(V - A)-структуре взаимодействий H. и антинейтрино имеют разные киральности
<#"668346.files/image079.gif"> - правую (рис. 5). Если др. отличий нет (сохранение
лептон-ного числа нарушено), то перекрытие состояний |v> и |> в пределе >>
mv равно |<|v>|2 m2v/ << 1; этого "спирального" подавления
достаточно для того, чтобы удовлетворить эксперим. ограничениям. Если лептонное
число сохраняется строго, то .
Лагранжиан
взаимодействия в теории Вайнберга - Глэшоу - Салама (ВГС) [стандартной теории
электрослабого взаимодействия
<#"668346.files/image086.gif">> нет, различие между v и v~ абсолютно [L(v) = - L()].
У
майорановских H. лептонное число нарушено, v и различаются
только киральностью, и их перекрытие пропорц. величине . 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 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 распада76Ge 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 (mi - майорановские массы нейтрино vi, имеющие
примесь uei в электронном H.), и не противоречат большим значениям тi, к-рые
могли быть получены из кинематич. измерений.
2.5
Типы Hейтрино
Тип
Нейтрино 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 |vт > наз. собств. состояниями
гамильтониана слабого взаимодействия.
Отрицательные
результаты поиска е и е+ во взаимодействиях пучков vm (), а также m и т во взаимодействиях пучков ve() дают верхние пределы для перекрытия состояний
|<ve|vm>|2 на уровне долей процента, |<vt|vm>|2 и |<vт|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
<#"668346.files/image095.gif"> (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 : Г2 = Г3 + где Г3- вклад заряж. частиц, а - вклад H. одного типа. составляет т. н. невидимую ширину, поскольку H. не
регистрируются. Гн восстанавливают по измеренным GZ, Г3, а также по адронной
ширине и сечению в максимуме пика. По данным детекторов LEP получено = 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 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].
Поскольку
нейтрино электрически нейтральны и бесцветны, нейтринные процессы в низшем
порядке теории возмущений обусловлены слабым взаимодействием.
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: . 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 -рассеяния J = 1 и рассеяние происходит преим. вперёд.
Величины и sv сравниваются при сверхвысоких
энергиях: s >> т2W, где вклад в сечения дают волны с ненулевыми
орбит.моментами.
Рис. 8. Зависимость сечений рассеяния нейтрино и антинейтрино на
электронах и нейтринона нуклонах при s >~m2W (теоретические кривые).
3. Взаимодействия Нейтрино
.1 Нейтринные эксперименты
) Рассеяние, в области низких энергий, < 10 МэВ, исследуется в
экспериментах на ядерных реакторах [11]. Источником являются цепочки b-распадов осколков
деления ядер235U, 239Pu и др. В среднем на одно деление приходится 6, и при мощности реактора 3000 МВт
полный поток составляет 5.1020 с-1. Спектры H. быстро падающие, с
характерным диапазоном = (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 с электронами и дейтронами (напр., + d е+ + 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.
) При больших энергиях, вплоть до 300 МэВ, ve- и vN-рассеяние
исследуют на мезонных фабриках. Нейтринные потоки возникают здесь в цепочке
распадов p+ m+ + vm, m+ е+ + ve + ,a сами p+ генерируются во взаимодействиях ускоренных до
500-800 МэВ протонов с ядрами мишени.
) 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 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.
) 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, 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 осцилляции. При более высоких энергиях H., 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 .
) Взаимодействия H. сверхвысоких энергий, > 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 на электронах при энергии > 1 ГэВ, получено:
где первая из указанных ошибок - статистическая, а вторая -
систематическая. В теории ВГС при sin2JW= = 0,22 соотношения между сечениями
для др. типов v следующие:
Сечения глубоко неупругого рассеяния H. ( >> 10 ГэВ) на мишени (ядре),
содержащей равное число протонов и нейтронов, в расчёте на один нуклон равны:
Отношение сечений нейтральных токов к сечениям заряж. токов
Заключение
На протяжении тысячелетий астрономы получали только ту информацию о
небесных явлениях, которую им приносил свет. Можно сказать, что они изучали эти
явления через узенькую щель в обширном спектре электромагнитных излучений. Три
десятилетия тому назад благодаря развитию радиофизики возникла радиоастрономия,
необычайно расширившая наши представления о Вселенной. Она помогла узнать о
существовании многих космических объектов, о которых ранее не было известно.
Дополнительным источником астрономических знаний стал участок электромагнитной
шкалы, лежащий в диапазоне дециметровых и сантиметровых радиоволн.
Огромный поток научной информации приносят из космоса другие виды
электромагнитного излучения, которые не достигают поверхности Земли, поглощаясь
в ее атмосфере. С выходом человека в космическое пространство родились новые
разделы астрономии: ультрафиолетовая и инфракрасная астрономия, рентгеновская и
гамма-астрономия. Необычайно расширилась возможность исследования первичных
космических частиц, падающих на границу земной атмосферы: астрономы могут
исследовать все виды частиц и излучений, приходящих из космического
пространства. Объем научной информации, полученной астрономами за последние
десятилетия, намного превысил объем информации, добытой за всю прошлую историю
астрономии. Используемые при этом методы исследования и регистрирующая
аппаратура заимствуются из арсенала современной физики; древняя астрономия
превращается в молодую, бурно развивающуюся астрофизику.
Сейчас создаются основы нейтринной астрономии, которая будет доставлять
ученым сведения о процессах, происходящих в недрах космических тел, например в
глубинах нашего Солнца. Создание нейтринной астрономии стало возможным только
благодаря успехам физики атомных ядер и элементарных частиц.
Самое, пожалуй, удивительное в современной физике-это неожиданная связь между
космосом, где галактики и звездные скопления разбросаны подобно редким
пылинкам, и тесным, исчезающе малым микромиром элементарных частиц. Два полюса
мироздания! На одном огромная, расширяющаяся Вселенная, на другом-не видимые ни
под каким микроскопом, почти эфемерные «кирпичики» вещества. И вот оказывается,
что при определенных условиях Вселенная может обладать свойствами микрочастицы,
а некоторые микрообъекты, возможно, содержат внутри себя целые космические
миры. Во всяком случае, так говорит теория. Большое и малое, сложное и
простое-здесь все переплелось. Как хитро устроена природа! Она как масштабная
линейка, завязанная в узел. Поди разберись, где тут начало! Из чего состоят
протон и нейтрон? Есть ли что-нибудь еще глубже, меньше? И вообще, может ли
быть предел делимости материи? Что творилось в нашей Вселенной, когда она была
еще совсем юной и ее размеры были в миллиарды миллиардов раз меньше атома? Что
такое античастицы и существуют ли миры из антивещества? Масса вопросов, и
каждый из них тянет за собой вереницу новых, про которые и самим ученым еще
далеко не все ясно. Вселенная оказывается бесконечно многообразной,
неисчерпаемой для исследователя…
«Здесь скрыты столь глубокие тайны и столь возвышенные мысли, что,
несмотря на старания сотен остроумнейших мыслителей, трудившихся в течение
тысяч лет, еще не удалось проникнуть в них, и радость творческих исканий и
открытий все еще продолжает существовать». Эти слова, сказанные Галилеем три с
половиной столетия назад, нисколько не устарели.
Литература
1) Паули В., обТеоретической физики 20 в., M., 1962год;
Понтекорво Б. M., Развитияминейтринн. физики, "УФН", 1983,;
) Алиханов А. И., Слабыми взаимодействиями. b-распада
исследования излучения, M., 1960; Ал-лен Дж., Нейтрино(n), M., 1960;
3) Rсines
F., Cowan C. L. Jr., Detection of the free neutrino, "Phys. Rev.",
1953,; PейнесФ., КоуэнК. Л. мл., Нейтрино, "УФН", 1957;
) MарковM.
А.,изучениеНейтрино, M., 1964;
) Danbу G. идр., Observation of high energy
neutrino reactions and the existence of two kinds of neutrinos, "Phys.
Rev. Lett.", 1962,; FейнбергДж., ЛедерманЛ. M., Мюонимюонноенейтрино, вкн.: Нейтрино, M.,1970;
) Perl M.L.идр., Properties of anomalous em events produced in e+e-
annihilation, "Phys. Lett.", 1976,; Азимов Я. И., Франкфурт Л. Л., Xозе В. А., Новая
частица в е+е- -аннигиляции - тяжелый лептон тb, "УФН", 1978,;
) 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;
) Герштейн 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;Окунь Л. Б., Лептоны и
кварки, 2 изд., M., 1990;Биленький С. M., Лекции по физике нейтринных и
лептон-нуклонных процессов, M., 1981;
) Боровой А. А., Нейтринные эксперименты на реакторах,
"ЗЧАЯ", 1980, т. 11, с. 92;
) Eрмолов П. Ф., Mухин А. И., Нейтринные эксперименты при
высоких энергиях, "УФН", 1978, т. 124, с. 385;
) Биленький С, M., Понтекорво Б. M., Смешивание лептонов и
осцилляции нейтрино, УФН", 1977, т. 123, с. 181; Bilenky S. M., Petcov S.
Т., Massiveneutrinosandneutrinooscillations, "Rev. Mod. Phys.", 1987,
v. 59, p. 671. Г. Т. Зацепин, А. Ю. Смирнов.
) Березинский В.С., 3ацепин Г.Т., Нейтринная астрофизика, М.,
1975; и х же,. Возможности экспериментов с космическими нейтрино очень высоких
энергий: проект ДЮМАНД, "УФН", 1977, т. 122, в. 1, с. 3; Зельдович Я.
В., Новиков И. Д., Релятивистская астрофизика, М., 1967; Астрофизика
космических лучей, М., 1984.