Глоссарий по физике

Нейтрино

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

нейтрино- 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 нейтрино, происходят в недрах Земли, её атмосфере, внутри Солнца и др. звёзд; при этом нейтрино (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 нейтрино с энергией ~10^-4 эВ и плотностью 300 v/см³. Потоки высокоэнергичных нейтрино, вплоть до ~ 10²¹ эВ, генерируются во взаимодействиях космических лучей с межзвёздной средой. В лаб. условиях пучки нейтрино создаются с помощью радиоактивных источников, ядерных реакторов, на ускорителях протонов высокой энергии (>> 1 ГэВ) и мезоннях фабриках.

С уникальной проникающей способностью нейтрино связано развитие таких направлений, как нейтринная астрофизика и нейтринная геофизика. При увеличении плотности вещества и пространств. масштабов явлений роль нейтрино возрастает. Наблюдаемые потоки нейтрино 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 нейтрино для исследования строения Земли, поиска полезных ископаемых и т. д.

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

История открытия нейтрино. Гипотеза Паули. Теория Ферми

Представление о нейтрино 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, сопутствующего электронам, не было обнаружено [калоримет-рич. эксперимент Ч. Эллиса (Cнейтрино 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 нейтрино 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 нейтрино (точнее, антинейтрино), и превращается в протон:

(для b⁺-распада соответственно: p n + e⁺+ + v_e). В исходном ядре нейтрино 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 нейтрино Были предсказаны новые процессы с участием нейтрино: обратный b-pac-пад

и электронный захват:

Первые эксперименты по обнаружению нейтрино

Несмотря на успех теории Ферми, требовались качественно новые подтверждения реальности нейтрино как частицы. Кроме энергии нейтрино 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^{- 7}Li + v_e, в к-рой импульс ⁷Li должен быть равен по величине и противоположен по направлению импульсу v_e. Эксперимент был осуществлён Дж. Алленом (J. Allen) в 1942, и его результаты оказались в согласии с предсказаниями [2].

Решающим доказательством того, что нейтрино- физ. частица, является обнаружение её взаимодействий на нек-ром расстоянии от точки рождения. Эксперименты по поиску ионизации воздуха под действием нейтрино 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 (нейтрино A. Bethe) и P. Пайерлс (R. Pei-erls), используя теорию Ферми, оценили вероятность этого процесса, к-рая оказалась исключительно малой. Она соответствует тому, что нейтрино 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).

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.

Мюонные нейтрино

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

На нетождественность v_m и v_e, 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 нейтрино 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 нейтрино от распадов (5) и (6) с ядрами мишени рождаются мюоны: v_m + np + m^-и не происходит генерации электронов. Так были открыты мюонные нейтрино 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^- 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 m^b рождаются ещё два нейтрино:

Одно из них соответствует мюону пли электрону, другое - т-лептону. Отличие v_t от v_e и v_m 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 v_m и v_e с веществом.

Основные свойства нейтрино. Спин и спиральность нейтрино

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

Во всех проведённых экспериментах нейтрино проявляли себя как частицы с определённой спиральностью l: нейтрино- как левополяризованные (l = -¹/₂), антинейтрино - как правополяризованные (l = +¹/₂). (В статье использована система единиц, в к-рой = с = 1.) Этот факт при ненулевой массе нейтрино m_v0 объясняется (V - А)-структурой взаимодействий (см. Слабое взаимодействие)и ультрарелятивистским характером излучавшихся нейтрино (p_v >> m_v). B этом случае примесь состояния с противоположной спиральностью, т. е. нейтрино с l = + ¹/₂ или антинейтрино с l = -¹/₂; подавлена фактором (m_v/p_v)². Если нейтрино безмассовое и описывается Вейля уравнением ,то строго фиксированная спираль-ность - не только следствие (V - A)-характера взаимодействий, но и свойство самих нейтрино (см. ниже).

Первый эксперимент по измерению спиральности нейтрино 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:

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 g испускаются в противоположных направлениях); 4 -детектор; 5 - свинцовая защита.

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

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

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

Массы нейтрино

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

l = е, m, т. При этом не исключено, что все нейтрино или часть из них - безмассовы. Пока эксперим. поиски дают определённо лишь верхние ограничения на m_v. Неравенство (9) означает выделенность нейтрино по массам: нейтрино 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 нейтрино Наличие у нейтрино ненулевой массы изменяет фазовые объёмы реакций, модифицирует форму энергетич. спектров частиц, рождающихся вместе с нейтрино, в частности сдвигает их граничные точ-ки Q и уменьшает импульсы сопутствующих нейтрино частиц.

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

(рис. 3). Массивность нейтрино 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.)

Ин-та теоретич. и эксперим. физики (ИТЭФ, Москва) были получены указания на то, что m_v 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).

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

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 m_v и граничной точкой спектра Q. Наилучшая подгонка соответствовала m_v = 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 m_v в диапазоне (17-40) эВ. В 1985-90 были опубликованы результаты новых экспериментов с тритием, к-рые не подтвердили вывода группы ИТЭФ. Получены ограничения: m_v < 15,4 эВ с уровнем достоверности (у. д.) 95% (Цюрих), m_v < 12,5 эВ с у. д. 95% (Лос-Аламос), m_v < 11 эВ с у. д. 95% (Токио).

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

Mюонные нейтрино

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

Тау-нейтрино

Лучшие ограничения на массу v_т получены при исследовании мод распада t-лептона с подавленным фазовым объёмом: т KKv_t, 5pv_т, 6pv_т. Массивность v_т должна проявиться в искажении спектра инвариантных масс адронов, M_h, в частности в сдвиге граничной точки спектра к меньшим M_h. 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 нейтрино 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(v_m) и m(v_t). Ho если нейтрино нестабильны, ограничение (11) ослабляется и при достаточно быстрых распадах может исчезнуть.

Предположения о том, что нейтрино 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 нейтрино (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 нейтрино

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

Дираковским и наз. массивные (m_v 0) нейтрино, свободное движение к-рых описывается Дирака уравнением .Эти нейтрино 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 нейтрино и лептонов связывают с сохранением лептонного числа (L). L позволяет описать различие между нейтрино и антинейтрино: L(v) = +1, L() = -1.

Вейлевским и наз. двухкомпонентные безмассовые нейтрино, свободное движение к-рых описывается ур-нием Вейля. Релятивистски ковариантные ур-ния для двухкомпонентных волновых функций y, отвечающих частицам со спином ¹/₂ и массой 0, были построены Г. Вейлем (нейтрино 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 Ли (Lee Tsung Dao), Ч. Янг (Yang Chen Ning), A. Caлам (A. Salam) предложили в связи с открытием несохранения чётности использовать одно из ур-ний Вейля, а именно: iдy/дt = i(s)y, для описания нейтрино (здесь s - Паули матрицы ).Это ур-ние определяет левое нейтрино: 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()= - 1; различие v и - абсолютно.

Mайорановским и наз. истинно нейтральные нейтрино Они описываются ур-нием Дирака с дополнит. условием:

где y^с - зарядово-сопряжённая волновая функция, а фактор h_c удовлетворяет равенству |h_с|² = 1 и наз. С-фазой. Такие нейтрино впервые исследовались Э. Майораной (E. Majorana, 1937) в связи с отрицат. результатами поиска магн. момента нейтрино (m_v). У истинно нейтральных нейтрино вследствие (12) m_v = 0. Условие (12) сокращает число независимых решений ур-ния Дирака до двух, отличающихся только проекциями спина (спиральностями). T. о., майорановские нейтрино двухкомпонентны, нейтрино 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: = = h_срg⁰y, где g⁰ - Дирака матрица, а h_ср = +i является физически наблюдаемой величиной, определяющей вероятности безнейтринного двойного b-pac-пада, ширины распадов самого нейтрино (если оно вообще распадается) и др.

Дираковские, вейлевские и майорановские нейтрино отличаются структурой массовых членов в лагранжиане (). В первом случае , во втором - = 0, в третьем, в силу условия (12), =¹/₂h_ср my^c_L (где y^L и y^R - левые и правые компоненты волновых функций; черта над y означает ди-раковское сопряжение). Дираковское нейтрино можно представить как совокупность двух майорановских нейтрино с равными массами и противоположными СР-чётностя-ми. Вейлевское нейтрино [при (V - A)-структуре нейтринных токов] совпадает с безмассовым майорановским нейтрино T. о., дираковские и вейлевские нейтрино являются частными случаями системы майорановских нейтрино

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

Нетождественность нейтрино и антинейтрино

Понятие о нейтрино 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 нейтрино Антинейтрино определяют как частицу, возникающую вместе с заряж. лептоном (электроном, m^-, т^-); нейтрино рождается при захвате лептона, антинейтрино - при поглощении антилептона и т. д. Введённые так нейтрино 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 нейтрино 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 T_1/2=35 сут испытывает K-захват, переходя в возбуждённый атом хлора: ³⁷Ar + е^{- 37}Cl* + v_e. 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 |v_e>, |( |v>|² составил не более 5%.

Др. метод проверки нетождественности v_e и реализуется в ускорит. экспериментах. Источником v_e является распад Кe⁺v_ep; в пузырьковых камерах-мишенях ведётся поиск позитронов. Избытка е⁺, обусловленного реакцией v_e + N е⁺ + X (здесь X - совокупность остальных частиц), не было обнаружено, что дало ограничение на |< |v_e >|² на уровне долей процента.

Наибольшую чувствительность к перекрытию состояний |v_e > и |> имеют эксперименты по поиску безнейтринного двойного b-распада. При таком распаде нейтрино, 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: ^A_ZX ^A_Z+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.

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

Нетождественность v и может быть связана с различием их лептонных чисел:

При (V - A)-структуре взаимодействий нейтрино и антинейтрино имеют разные киральности: v - левую, - правую (рис. 5). Если др. отличий нет (сохранение лептон-ного числа нарушено), то перекрытие состояний |v> и |> в пределе >> m_v равно |< |v>|² m²_v/ << 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] обладает L-симметрией. Поэтому в случае дираковских или вейлевских нейтрино перекрытия состояний |v> и |> нет, различие между v и v^~ абсолютно [L(v) = - L()].

У майорановских нейтрино 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 нейтрино Отрицат. результат поиска такого распада позволяет поставить верхний предел для m_v. Геохим. методом, основанным на поиске дочернего изотопа, наиб. сильное ограничение получено для моды ¹²⁸Te ¹²⁸Xe + е^-+ е^- : T_1/2>5^.10²⁴ лет (с у. д. 90%). Отсюда следует, что m_v < (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 ⁷⁶Ge ⁷⁶Se + 2е: T_1/2 > 2^.10²⁴ лет (с у. д. 90%), соответствует m_v <(0,6 - 1,5) эВ. Эти ограничения относятся к майорановской массе нейтрино, точнее к эфф. массе (m_i - майорановские массы нейтрино v_i, имеющие примесь u_ei в электронном нейтрино), и не противоречат большим значениям т_i, к-рые могли быть получены из кинематич. измерений.

Типы нейтрино

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

Отрицат. результаты поиска е и е⁺ во взаимодействиях пучков v_m (), а также m и т во взаимодействиях пучков v_e() дают верхние пределы для перекрытия состояний |<v_e|v_m>|² на уровне долей процента, |<v_t|v_m>|² и |<v_т|v_e>|² - на уровне неск. процентов.

Соответствие между нейтрино и определ. заряж. лептонами, а также различия v_e, v_m, v_t описываются набором трёх лептонных чисел: электронным, мюонным и т-лептонным (L_e, L_m, L_t). Вводят след. значения лептонных чисел: у v_e и е^- - (1, 0, 0), у v_m и m^- - (0,1, 0), у v_t 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 нейтрино разных типов универсальны: нейтринные токи с v_e, v_m, v_t имеют одинаковую (V - A)-структуру и одинаковые константы связи. Наблюдаемые различия в характеристиках процессов с участием v_e, v_m, v_t сводятся к разнице в массах частиц.

Кроме v_e, v_m и v_t могут существовать т. н. стерильные нейтрино, не обладающие обычным слабым взаимодействием, т. е. связями с промежуточными бозонами. Примером таких нейтрино могли бы быть правые компоненты v_R в теории ВГС. Взаимодействия стерильных нейтрино с веществом сильно подавлены. Обычные состояния могут переходить в стерильные (и наоборот) в результате осцилляции v_L (v_R)^C и/или испускания (поглощения) хиггсовых бозонов.

Число типов лёгких нейтрино, 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 N_v : Г₂ = Г₃ + где Г₃ - вклад заряж. частиц, а - вклад нейтрино одного типа. составляет т. н. невидимую ширину, поскольку нейтрино не регистрируются. Г_н восстанавливают по измеренным G_Z, Г₃, а также по адронной ширине и сечению в максимуме пика. По данным детекторов LEP получено = 2,95 b 0,10 в согласии с N_v = 3. T. о., новых типов нейтрино кроме v_e, v_m, v_t не существует. N_v определяется также по величине сечения процесса в области Z⁰ резонанса (детектирование изолированного g = кванта): s_g ~ N_v.

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

Взаимодействия H.

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

Взаимодействия нейтрино и теория Вайнберга - Глэшоу - Салама

Согласно этой теории, нейтрино имеет калибровочные и, возможно, юкавские взаимодействия. Калибровочные взаимодействия - связи с W⁺- и Z⁰-бозонами- фиксируются тем, что левые компоненты нейтрино и соответствующие заряж. лептоны образуют дублеты SU₂- группы (v_l, l) _L. При этом для v_L проекция слабого изотопического спина T₃ = ¹/₂ и слабый гиперзаряд Y = -1. Правые компоненты нейтрино v_R (если существуют) являются синглетами группы SU₂ U₁: T₃(v_R) = Y(v_R) = 0. Нейтрино v_R 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 нейтрино с W- и Z⁰-бозонами равны g/2 и g/4cosJ_w, где g - константа связи, соответствующая подгруппе SU₂, a J_w - Вайнберга угол.

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

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

Распады частиц с участием нейтрино Источники нейтрино Калибровочные взаимодействия нейтрино непосредственно проявляются в распадах W- и Z⁰-бозонов: Wv_l + + l, Z⁰v + Ширины распадов:

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

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

Наиб. важные источники нейтрино 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⁺ p⁺ + v + < 10^-7). Следовательно, нейтрино рождаются вместе с заряж. лептонами и зафиксирован их тип (v_e, v_m или v_t), а не масса в случае смешивания (см. ниже, Смешивание нейтрино).

2) Вероятности трёхчастичных распадов A Bv_ll (А, В, p, К, барион, ядро) пропорц. 5-й степени энерговыделений Q : Г₃ ~ G²Q⁵, где G - константа Ферми (Q т_А при m_B, m_l << т_л). Если Q >> m_l, l = е, m или е, m, т, то Г₃ одинаковы для нейтрино разных типов. У двухчастичных распадов мезонов: M + v_l (M = p, К, D, F) ширина пропорц. энерговыделению и квадрату массы заряж. лептона (последнее есть следствие спирального запрета): Г₂ ~ G²m²_lQ. Двухчастичные распады, т. о., не обладают (v_e - v_m - v_t)-универсаль-ностью: доминирует мода с наиб. тяжёлым (из допустимых для данного распада) лептоном и соответствующим нейтрино У лёгких мезонов это p⁺ m⁺v_m, K⁺ m⁺v_m. При переходе к более тяжёлым мезонам (D, F, В) преобладающим становится трёхчастичный распад (Г₃/Г₂ ~ Q⁴)и универсальность v_e - v_m, а затем v_e - v_m - v_т восстанавливается.

Рассеяние нейтрино

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

где f - частицы мишени (f = е^-, N, ядро), L_l = v_l, l, а X - одна или неск. частиц в конечном состоянии. При энергиях соударения в системе центра инерции , много меньших порога рождения W и Z⁰, << m_W, взаимодействия нейтрино с кварками и лептонами имеют точечный четырёхфермионный характер. Вследствие этого сечения растут пропорц. квадрату полной энергии

m_f - 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:

т. е. при энергии нейтрино больше массы мишени квадратичный рост сменяется линейным. В области << m_f сечения не зависят от массы мишени. В частности, они одного порядка для v-рассеяния на электроне и на нуклоне. При > m_f сечения пропорциональны массе мишени [s(vp)/s(ve) ~ m_p/m_e 2000] (рис. 7).

При > т_W в рассеянии нейтрино 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 нейтрино на точечных объектах (электронах, кварках) с W-обменом в t-канале (см. рис. 6) s ~ G²m_w/p(1 + m²_W/s). При s m²_W сечения прекращают линейный рост с увеличением s и затем выходят на константу: s s₀ ~ G²m^2W/p 10^-34 см² (в низшем порядке теории возмущений) [рис. 8, кривая v_le^-]. Сечения -рассеяния с W- или Z-обменом в анни-гиляц. канале (в s-канале), напр. + е^- W + m^-, имеют резонансный характер (резонанс Глэшоу; рис. 8, штриховая кривая).

Взаимодействие нейтрино с нуклонами (рис. 8, кривая v_lN) есть суммарный эффект рассеяния нейтрино на отд. кварках, составляющих эти нуклоны. При < неск. сотен МэВ происходит упругое и квазиупругое рассеяние: v_e + p v_e + p, v_m + n m^- + p и т. д. С повышением энергии дополнит, вклад даёт сначала однопионное рождение (v_m +p m^- + p⁺ + p), а затем рождение большего числа адронов. В области неск. ГэВ < 100 т²_W /m_N (s 10т²_W)доминируют глубоко неупругие процессы [9, 10]. Вклады от рассеяния v на отдельных кварках в сечения этих процессов суммируются некогерентно. При s << m²_W сечение s (G²s/p)x, где x = 0,2-0,3 - доля полного импульса нуклона, которую несут кварки, взаимодействующие с нейтрино Сечения растут пропорц. s, отклонение от линейного роста вследствие нарушения скейлинга Бьёр-кена (см. Масштабная инвариантность)в квантовой хромодипамике незначительно. При s m²_W рост сечений vN-взаимодействия замедляется, но, в отличие от рассеяния на точечной частице, не прекратится и будет сравнительно быстрым (быстрее, чем ln²s/т²_W ), что обусловлено рассеянием v на морских кварках. При s 100 т²_W 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/т²_W ) рост s для [s (10⁵-10⁶)m²_W ] продолжается до значений, равных геом. размеру нуклона с учётом непрозрачности: s ~ R²_Na²_W (10^-33-10^-32) см² (R_N - радиус нуклона, a²_W = g²/4p).

Рис. 7.Зависимости сечений рассеяния нейтрино на нуклонах и электронах от энергии E_v при 2m_fE_v << т²_W .

Рис. 8. Зависимость сечений рассеяния нейтрино и антинейтрино на электронах и нейтринона нуклонах при s >~ m²_W (теоретические кривые).

Сечения взаимодействия нейтрино и антинейтрино даже на неполяризов. мишенях не равны. Причина этого - нарушение чётности в слабом взаимодействии и поляризация самих нейтрино В области т²_f << s << m²_W отношение сечений, обусловленных (V - А)-токами: . Различие s^v~ и s^v связано с величиной полного спина J сталкивающихся частиц и, следовательно, с угл. распределением рождаемых лептонов. Напр., для v_ll^--рассеяния J = 0 и распределение в системе центра инерции изотропно, для -рассеяния J = 1 и рассеяние происходит преим. вперёд. Величины и s^v сравниваются при сверхвысоких энергиях: s >> т²_W , где вклад в сечения дают волны с ненулевыми орбит. моментами.

Нейтринные эксперименты

1) 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 нейтрино быстро падающие, с характерным диапазоном = (1-8) МэВ. Для детектирования нейтрино 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 нейтрино) изучаются взаимодействия с электронами и дейтронами (напр., + d е⁺ + n + n).

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

Развиваются новые методы детектирования низко-энергетичных нейтрино, 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 300 МэВ, ve- и vN-рассеяние исследуют на мезонных фабриках. Нейтринные потоки возникают здесь в цепочке распадов p⁺ m⁺ + v_m, m⁺ е⁺ + v_e + ,a сами p⁺ генерируются во взаимодействиях ускоренных до 500-800 МэВ протонов с ядрами мишени.

3) Рост сечений взаимодействия нейтрино 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 нейтрино от p-, К-распадов и "сброс пучка" на толстую мишень, позволяющий изучать "прямые" нейтрино 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 нейтрино расположены мюонный фильтр - слои железа, а также слои грунта, в к-рых поглощаются все частицы, за исключением нейтрино

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 нейтрино оказывается сильно подавленным. На его фоне становятся заметны нейтрино, родившиеся в распадах тяжёлых короткоживущих D, F и др. мезонов, у к-рых распад превалирует над поглощением. Практически такие нейтрино 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 нейтрино является атмосфера Земли - распады частиц, родившихся во взаимодействиях космич. лучей с ядрами атомов атмосферы (Марков, 1960). Взаимодействия нейтрино 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 нейтрино, 10 ГэВ, осн. часть регистрируемых событий- мюоны, пересекающие детектор. Они рождаются атмосферными нейтрино в грунте вблизи установок. Преимуществом обладают детекторы, способные определить направление прихода мюона (Баксанский нейтринный телескоп). Особый интерес представляют события, когда нейтрино приходит из нижней полусферы Земли: в этом случае расстояние источник - детектор равно 2 .

5) Взаимодействия нейтрино сверхвысоких энергий, > 1 ТэВ, предполагается изучать на глубоководных установках (Марков, 1960). Источниками нейтрино являются космос (космич. нейтрино) 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 нейтрино в большом объёме льда (напр., в Антарктиде).

Информация о взаимодействиях нейтрино 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 v_m и на электронах при энергии > 1 ГэВ, получено:

где первая из указанных ошибок - статистическая, а вторая - систематическая. В теории ВГС при sin²J_W= = 0,22 соотношения между сечениями для др. типов v следующие:

Сечения глубоко неупругого рассеяния нейтрино ( > > 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

Электромагнитные свойства нейтрино

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

Ограничение на m_v 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 m_v, не обнаружен. Отсюда получено: m() 2·10^-10m_Б (рассеяние реакторных нейтрино) и m(v_m) 10^-8m_Б (v_m от ускорителей), где m_Б - магнетон Бора. Астрофиз. и космология, ограничения оказываются более строгими. Эл--магн. взаимодействие нейтрино: 1) приводит к быстрому остыванию белых карликов; отсюда m_v < (0,8-1,0) ·10^-11 m_Б для всех типов нейтрино с m l кэВ; 2) влияет на первичный нуклеосинтез, и это даёт m_v < 0,5·10^-10m_Б; 3) приводит к генерации потоков высокоэнергичных нейтрино от грави-тац. коллапсов - из данных по SH 1987А m_v < (10^-12- 10^-13) m_Б . Данные по солнечным нейтрино позволяют исследовать диапазон m_v до 10^-12 m_Б.

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

С учётом существующих ограничений на m_v предсказания m_v оказываются значительно меньше верхних экспериментальных пределов. В моделях, содержащих правые заряж. токи и/или заряж. хиггсовы бозоны, m_v пропорц. массе заряж. лептона и может оказаться на 4-5 порядков больше. У майорановских нейтрино m_v = 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 нейтрино в теории ВГС предсказывается

Взаимодействия нейтрино вне рамок теории Вайнберга - Глэшоу - Салама

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

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

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

Смешивание и массы нейтрино

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

Смешивание нейтрино

Собств. состояния гамильтониана слабого взаимодействия |v_eL>, |v_mL>, |v_tL> (и также стерильные состояния |v_eR>, |v_mR>, |v_tR>) могут быть когерентными комбинациями (смесями) неск. состояний с определ. массами |v₁>, |v₃> ... При этом массы самих v_e, v_m и т. д. не определены. В простейшем случае смешивания двух нейтрино v_e и v_m:

где q - т. н. угол смешивания; т. е. |v_e> и |v_m> смешиваются, если они являются ортогональными комбинациями одних и тех же состояний |v₁> и |v₂>. Смешивание обусловлено недиагональными членами лагранжиана + э. с., переводящими v_e в и наоборот. При этом нарушаются лептонные числа, соответствующие v_e и . Если нейтрино 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 нейтрино допускаются майорановские массовые члены и кроме этого справедливо неравенство (9) [тогда как у кварков т(и)m(d)], смешивание лептонов и кварков может оказаться различным.

Смешивание нейтрино и распады с участием нейтрино

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

Осцилляции нейтрино

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

Выделяют два осн. типа осцилляции - осцилляции по аромату: v_e v_m, v_e v_t, v_m v_т и осцилляции в стерильные состояния (осцилляции v ). В первом случае с расстоянием изменяются взаимодействия пучка нейтрино, обусловленные заряж. токами, и не меняются, согласно теории ВГС, взаимодействия, обусловленные нейтральными токами. Напр., исходный v_e-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 нейтрино на разных расстояниях от источника. В первом случае (на "исчезновение") - это лептоны того же типа l, что и исходные нейтрино v_l, т. е. ведётся поиск ослабления v_l-потока. Во втором случае - это лептоны, не соответствующие типу исходного нейтрино 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 l_v много больше расстояния источник - детектор и осцилляции не успевают развиться. Область исключённых значений sin² (2q) и Dm² характеризуется sin²(2q_rp) - верхней границей для Dm² при больших Dm² и Dm² - верхней границей для Dm² при макс. смешивании (q = 45°). Реакторные эксперименты дают для осцилляции , где v_x = v_m, v_t или стерильное состояние sin²2q_rp = 0,16, Dm²_гр = 0,008 эВ². В экспериментах на ускорителях для осцилляции v_m v_e получаются соответственно значения 3·10^-3 и 0,1 эВ²; для v_m v_т: 4·10^-3 и 0,9 эВ². Подземные эксперименты (Баксанский нейтринный телескоп, детектор IMB, США) для моды дали sin²2q_rp = 0,6, Dm²_гр = = 10^-2 эВ².Кроме того, исключается область параметров Dm² = (0,3-3)^.10^-4 эВ² и sin²2q 0,3.

Результаты экспериментов с солнечными нейтрино содержат указания на осцилляции v_e -> v_x, где v_x = v_m,v_t или стерильное нейтрино Эксперименты чувствительны к Dm²10^-12 эВ² 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) эВ². Регистрация нейтрино от гравитац. коллапсов позволяет исследовать ещё больший диапазон Dm², sin²2q.

Распад нейтрино

Если m(v) 0, то, вероятно, все нейтрино, кроме самого лёгкого, нестабильны. Допустимы след. моды распада.

a) v₂ v₁ - е⁺ + е^-. нейтрино v₂ с массой m₂ > 2m_е может рождаться [при учёте ограничений на m(v_l),l = = е, m, т] либо как осн. составляющая v_т, либо как малая примесь в v_e, v_m. Вероятность распада в единицу времени:

Эксперим. поиски распада на реакторе и ускорителях дают ограничение на параметр смешивания |u_2e|² 10^-3 в диапазоне масс (2-8) МэВ. Более строгие ограничения следуют из космологии и астрофизики.

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

u_2l -параметр смешивания, m_w и m_l - массы W-бо-зона и заряж. лептона l. В модифициров. моделях с правыми заряж. токами и др. G_v пропорц. m³₂ и может оказаться значительно большей, чем в (16). Поиски радиац. распада в реакторных экспериментах позволили поставить нижний предел: t/m_v 20 с/эВ (т - время жизни нейтрино). Наиб. сильные ограничения дают астрофизика и космология. В частности, из наблюдений сверхновой 1987А получена величина отношения t/m_v 8^.10¹⁴ с/эВ. Измерения спектра реликтовых фотонов, к-рый мог бы быть искажён g-квантами от распада v₂, чувствительны к величинам т/m_v, превышающим возраст Вселенной ( - энергия нейтрино).

в) Распад v₂ v₁gg может быть значительно быстрее предыдущего: его вероятность не содержит фактора (m_l/т_W)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 v₁ + ++ v₁ с Г ~ Г_m; д) v₂ v₁ + f, где f - лёгкая или безмассовая скалярная частица (напр., майорон). Этот распад может оказаться наиб. быстрым (Г ~ ~ h²m₂/16p, где h - константа связи нейтрино с f), и устранить космологич. ограничение (11) на массы нейтрино

О спектре масс нейтрино

Возможное объяснение малости масс нейтрино 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 нейтрино- единств. частица из поколения фермионов, у к-рой все сохраняющиеся заряды равны нулю: Q_g = Q_c = 0, поэтому только нейтрино может иметь кроме дираковской массы майорановские массовые члены. На основании этого было получено соотношение: m(v_l) = m²_D/m_R, где m_D - типичная дираковская масса для данного поколения фермионов, m_R - майорановская масса правой компоненты нейтрино, к-рая много больше m_D и, возможно, соизмерима с наиб. масштабом масс в теории, напр. с масштабом великого объединения.

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

Литература по нейтрино

1. Паули В., К старой и новой истории нейтрино, пер. с нем., в кн.: Теоретическая физика XX в., M., 1962;
2. Понтекорво Б. M., Страницы развития нейтринной физики, "УФН", 1983, т. 141, с. 675;
3. Алиханов А. И., Слабые взаимодействия. Новейшие исследования b-распада, M., 1960;
4. Аллен Дж., Нейтрино, пер. с англ., M., 1960;
5. Rсines F., Cowan C. L. Jr., Detection of the free neutrino, "Phys. Rev.", 1953, v. 92, p. 830;
6. Pейнес Ф., Коуэн К. Л. мл., Нейтрино, пер. с англ., "УФН", 1957, т. 62, с. 391;
7. Mарков M. А., Нейтрино, M., 1964;
8. 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;
9. Фейнберг Дж., Ледерман Л. M., Мюон и мюонное нейтрино, в кн.: Нейтрино, пер. с англ., M.,1970;
10. Perl M.L.и др., Properties of anomalous em events produced in e⁺e^- annihilation, "Phys. Lett.", 1976, v. 63В, p. 466;
11. 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;
12. Козик В. С. и др., Об оценке массы v_e по спектру b-распада трития в валине, пер. с англ., "Ядерная физика", 1980, т. 32, с. 301;
13. Биленький С. M., Лекции по физике нейтринных и лептон-нуклонных процессов, M., 1981;
14. Боровой А. А., Нейтринные эксперименты на реакторах, "ЗЧАЯ", 1980, т. 11, с. 92;
15. Eрмолов П. Ф., Mухин А. И., Нейтринные эксперименты при высоких энергиях, "УФН", 1978, т. 124, с. 385;
16. Биленький С, M., Понтекорво Б. M., Смешивание лептонов и осцилляции нейтрино, УФН", 1977, т. 123, с. 181;
17. 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

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

Знаете ли Вы, что, как и всякая идолопоклонническая религия, релятивизм ложен в своей основе. Он противоречит фактам. Среди них такие:

1. Электромагнитная волна (в религиозной терминологии релятивизма - "свет") имеет строго постоянную скорость 300 тыс.км/с, абсурдно не отсчитываемую ни от чего. Реально ЭМ-волны имеют разную скорость в веществе (например, ~200 тыс км/с в стекле и ~3 млн. км/с в поверхностных слоях металлов, разную скорость в эфире (см. статью "Температура эфира и красные смещения"), разную скорость для разных частот (см. статью "О скорости ЭМ-волн")

2. В релятивизме "свет" есть мифическое явление само по себе, а не физическая волна, являющаяся волнением определенной физической среды. Релятивистский "свет" - это волнение ничего в ничем. У него нет среды-носителя колебаний.

3. В релятивизме возможны манипуляции со временем (замедление), поэтому там нарушаются основополагающие для любой науки принцип причинности и принцип строгой логичности. В релятивизме при скорости света время останавливается (поэтому в нем абсурдно говорить о частоте фотона). В релятивизме возможны такие насилия над разумом, как утверждение о взаимном превышении возраста близнецов, движущихся с субсветовой скоростью, и прочие издевательства над логикой, присущие любой религии.

4. В гравитационном релятивизме (ОТО) вопреки наблюдаемым фактам утверждается об угловом отклонении ЭМ-волн в пустом пространстве под действием гравитации. Однако астрономам известно, что свет от затменных двойных звезд не подвержен такому отклонению, а те "подтверждающие теорию Эйнштейна факты", которые якобы наблюдались А. Эддингтоном в 1919 году в отношении Солнца, являются фальсификацией. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМА Рыцари теории эфира

10.11.2021 - 12:37: ПЕРСОНАЛИИ - Personalias -> WHO IS WHO - КТО ЕСТЬ КТО - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 12:36: СОВЕСТЬ - Conscience -> РАСЧЕЛОВЕЧИВАНИЕ ЧЕЛОВЕКА. КОМУ ЭТО НАДО? - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 12:36: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от д.м.н. Александра Алексеевича Редько - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 12:35: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> Биологическая безопасность населения - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 12:34: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема государственного терроризма - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 12:34: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> ПРАВОСУДИЯ.НЕТ - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 12:34: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вадима Глогера, США - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 09:18: НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ - New Technologies -> Волновая генетика Петра Гаряева, 5G-контроль и управление - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 09:18: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> ЭКОЛОГИЯ ДЛЯ ВСЕХ - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 09:16: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> ПРОБЛЕМЫ МЕДИЦИНЫ - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 09:15: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Екатерины Коваленко - Карим_Хайдаров. 10.11.2021 - 09:13: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вильгельма Варкентина - Карим_Хайдаров.