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 <#"21" src="doc_zip1.jpg" />). 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 <#"20" src="doc_zip2.jpg" /> ~ 1021 эВ, генерируются во взаимодействиях космических лучей <#"416" src="doc_zip3.jpg" />


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 <#"28" src="doc_zip5.jpg" />


(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 <#"264" src="doc_zip10.jpg" />

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 <#"10" src="doc_zip16.jpg" /> t++ т- был открыт новый, тяжёлый лептон с массой ок. 1,8 ГэВ - т-лептон (см. Тау-лептон <#"345" src="doc_zip17.jpg" />

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 <#"15" src="doc_zip24.jpg" /> = с = 1.) Этот факт при ненулевой массе H. mv0 объясняется (V - А)-структурой взаимодействий (см. Слабое взаимодействие <#"28" src="doc_zip26.jpg" />


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 <#"30" src="doc_zip30.jpg" />


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 <#"21" src="doc_zip34.jpg" />)] 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 <#"380" src="doc_zip40.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 <#"25" src="doc_zip41.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.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 <#"20" src="doc_zip44.jpg" />0) H., свободное движение к-рых описывается Дирака уравнением <#"22" src="doc_zip45.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 (LeeTsungDao), Ч. Янг (YangChenNing), A. Ca-лам (A.Salam) предложили в связи с открытием несохранения чётности <#"17" src="doc_zip46.jpg" />)y, для описания H. (здесь s - Паули матрицы <#"22" src="doc_zip47.jpg" />)= - 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 <#"21" src="doc_zip51.jpg" />). 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 <#"22" src="doc_zip79.jpg" /> - 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 <#"22" src="doc_zip86.jpg" />> 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 <#"12" src="doc_zip95.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 : 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.


Содержание Введение Глава 1. История открытия Нейтрино .1 Теория Ферми. Гипотеза Паули .2 Первые эксперименты по обнаружению Нейтрино .3 Мюон

Больше работ по теме:

КОНТАКТНЫЙ EMAIL: [email protected]

Скачать реферат © 2017 | Пользовательское соглашение

Скачать      Реферат

ПРОФЕССИОНАЛЬНАЯ ПОМОЩЬ СТУДЕНТАМ