Содержание к диссертации
Введение
II. СТРУКТУРА СЛАБОГО АДРОННОГО ТОКА ВТОРОГО РОДА 25
1. Токи первого и второго рода и их свойства 25
2. Экспериментальные данные о токах второго рода. Распад нейтрона и ядер 29
3. Вклад виртуального Cd-^Ж перехода в аксиальный ток второго рода 41
4. Мягкопионная техника для аксиального тока второго рода /... 44
5. Квазиупрутое рассеяние нейтрино 48
6. Процессы глубоконеупругого рассеяния нейтрино и антинейтрино. Кварковая модель аксиального тока второго рода 50
7. Токи второго рода в калибровочных теориях электрослабого взаимодействия 56
8. Итоги. Проблемы 62
III. НАРУШЕНИЕ Т-ИНВАРИАНТНОСТИ В ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ПЕРЕХОДАХ ЯДЕР 66
1. Модели нарушения Т-инвариантности 66
2. Нарушение Т-инвариантности в радиационных переходах ядер 71
3. Нарушение Т-инвариантности в угловых
корреляциях фотонов каскада 75
4. Обсуждение экспериментальных данных. Перспективы исследований *. 81
ІV. РЕЗОНАНСНОЕ РАССЕЯНИЕ ФОТОНОВ ЯДРАМИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ 86
1. Введение. Постановка проблемы 87
2. Угловое распределение в случае магнитного поля, перпендикулярного плоскости рассеяния 90
3. Угловое распределение в случае хаотической ориентации магнитных полей 102
4. Некоторые частные случаи 107
5. Физический смысл результатов. Данные опыта III
6. Классическая аналогия: атомные ядра - резонансные фильтры 118
7. Угловое распределение фотонов резонансно рассеянных примесными ядрами в ферромагнитной матрице 120
V. НЕСОХРАНЕНИЕ ЧЕТНОСТИ В НУКЛОН-НУКЖШНЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ 125
1. Эффекты и структура теории слабого взаимодействия нуклонов 126
2. Двухчастичные потенциалы слабого взаимодействия. Правила отбора по изоспину 130
3. Одночастичные несохраняющие четность потенциалы 149
4. Эффекты несохранения четности в процессе 161
5. Несохранение четности в процессе 169
6. Эффекты несохранения четности в ядрах 177
7. Несохранение четности в Ы - распаде поляризованных ядер 183
VІ. РЕЗОНАНСНОЕ НЕСОХРАНЕНИЕ ЧЕТНОСТИ 191
2. Несохранение четности в процессах неуцругого рассеяния с испусканием фотонов 196
3. Эффекты несохранения четности в резонансном рассеянии нейтронов ядрами 199
4. Несохранение четности в процессе
5. Угол поворота спина нейтрона 209
6. Пороговое поведение эффектов несохранения четности 217
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 221
БЛАГОДАРНОСТИ 226
ПРИЛОЖЕНИЯ 227
РИСУНКИ И ПОДПИСИ К НИМ 234
ЛИТЕРАТУРА 240
- Токи первого и второго рода и их свойства
- Модели нарушения Т-инвариантности
- Угловое распределение в случае магнитного поля, перпендикулярного плоскости рассеяния
- Эффекты и структура теории слабого взаимодействия нуклонов
- Несохранение четности в процессах неуцругого рассеяния с испусканием фотонов
Введение к работе
- резонансные фильтры 118
7. Угловое распределение фотонов резонансно рассеянных примесными ядрами в ферромаг нитной матрице 120
У. НЕСОХРАНЕНИЕ ЧЕТНОСТИ В НУКЛОН-НУКЖШНЫХ
ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ 125
Эффекты и структура теории слабого взаимодействия нуклонов 126
Двухчастичные потенциалы слабого взаимодействия. Правила отбора по изоспину 130
Одночастичные несохраняющие четность потенциалы 149
4. Эффекты несохранения четности в процессе tv-*-jO —> с-/-
5. Несохранение четности в процессе ~рр -^>рр 169
Эффекты несохранения четности в ядрах 177
Несохранение четности в Ы - распаде поляризованных ядер 183
УІ. РЕЗОНАНСНОЕ НЕСОХРАНЕНИЕ ЧЕТНОСТИ 190
Эффекты усиления резонансного несохранения четности 191
Несохранение четности в процессах неуцругого рассеяния с испусканием фотонов 196
Эффекты несохранения четности в резонансном рассеянии нейтронов ядрами 199
Несохранение четности в процессе
Угол поворота спина нейтрона 209
Пороговое поведение эффектов несохранения четности 217
УЛ. ЗАКЛЮЧЕНИЕ 221
БЛАГОДАРНОСТИ 226
ПРИЛОЖЕНИЯ 227
РИСУНКИ И ПОДПИСИ К НИМ 234
ЛИТЕРАТУРА 240
I. ВВЕДШИЕ
Возникновение и развитие многих физических представлений о фундаментальных взаимодействиях (сильном, электромагнитном и слабом) элементарных частиц тесно связано с ядерной физикой. Физика элементарных частиц, как особая область исследований, возникла при изучении сроения атомного ядра. Уже из первых данных о структуре ядер следовало, что в отличие от кулонов-ского взаимодействия, силы между нуклонами не являются даль-нодействующими. В противном случае потенциальная энергия, приходящаяся на частицу, росла бы пропорционально числу частиц А. Кроме этого, было обнаружено, что силы между нуклонами зависят от спина. При этом оказалось, что их радиальная зависимость и порядок величины одинаковы для двух нуклонов различного сорта (нейтрон - протон), если эти частицы находятся в одном и том же квантовом состоянии. Так возникло представление об изотопическом спине, который сохраняется в сильных взаимодействиях и используется в настоящее время для классификации сильно-взаимодействующих частиц. Далее, из фазового анализа экспериментальных данных по нуклон-нуклонному рассеянию было получено указание на существование сильного отталкивания нуклонов на малых расстояниях. Исходя из свойств спин-орбитального взаимодействия, которые получены в результате фазового анализа, было высказано предположение о существовании векторных мезонов /BI/. В модели однобозонного обмена силы между нуклонами обусловлены обменом ^ , р и СО - мезонами. В этой модели отталкивание между нуклонами возникает вследствие об- мена CJ -мезоном, так что нуклоны, по крайней мере при малых энергиях, не сближаются на расстояния, меньше ^0,5 ферми. Модель однобозонного обмена хорошо воспроизводит экспериментальные сдвиги фаз в нуклон-нуклонном рассеянии вплоть до энергии Елаз = 400 МэВ и характеристики связанного состояния двух нуклонов-дейтрона. Она не содержит свободных подготочных параметров. Знание поведения потенциала отталкивания нуклонов на малых расстояниях играет существенную роль во многих проблемах. Сюда относятся, например, исследования нейтронных звезд, для которых уравнения состояния при высоких плотностях почти целиком определяются величиной и радиусом такого отталкивания /В2/.
Несомненно, самый впечатляющий и главный вклад ядерной физики в физику элементарных частиц был сделан в области слабого взаимодействия. Здесь ядерная физика дала возможность выяснить свойства слабого взаимодействия, установить V-к вариант взаимодействия, получить важные результаты в изучении природы сохранения векторного и частичного сохранения аксиального токов. В исследованиях в -распада ядер было установлено, что должна существовать новая частица - нейтрино и что взаимодействие, которое приводит к а -распаду слабое по сравнению с ядерными силами. Было обнаружено не сохраняющее четность слабое взаимодействие нуклонов в ядрах.
Совсем недавно было получено первое указание на то, что масса нейтрино отлична от нуля /ВЗ/. Популярная до этого идея безмассового нейтрино перестала казаться красивой. С приходом новейших калибровочных теорий изменилось понятие о прекрасном и естественном. Если раньше неестественной считалась малая, но ненулевая масса нейтрино, то теперь неестественным является равенство нулю какой-либо массы, если этого не требует калибровочная симметрия, как это имеет место в случае фотона. Но никаких калибровочных симметрии, которые требовали бы равенства нулю массы нейтрино, не известно /В4/.
В последние десятилетия, в связи с бурным развитием ускорительной техники и методов детектирования, исследования в области физики элементарных частиц проводились по большей части независимо от ядерной физики. В этот период основное внимание было сосредоточено на обнаружении новых частиц и на изучении их структуры и взаимодействий. Так, открытие Э~ / Ф и in частиц привело к расширению семейства кварков, добавив к нему С и б - кварки /В4/. В последнее время появились сообщения /В5/ о рождении в рр столкновениях промежуточных 17" и S? бозонов - переносчиков электрослабого взаимодействия. В связи с этим открытием следует заметить, что косвенные доказательства в пользу существования W и І? - бозонов можно усмотреть в таком сугубо ядерном явлении, как несохранение четности в ядерных силах. В разделе 6 главы У данной диссертации показано, что модель электрослабого взаимодействия с У\Г и «zfr мезонами значительно лучше согласуется с экспериментальными данными по эффектам несохранения четности в слабом взаимодействии нуклонов в ядрах, чем "классическая" модель Кабиббо с заряженными токами.
В области же теоретической ядерной физики низких энергий в это время основное внимание было сосредоточено на изучении ядра с точки зрения проблемы многих тел, кварковых степеней свободы в ядрах /135/ и мезонных степеней свободы в полевых моделях типа однобозонного обмена Д76/.
Хотя физика элементарных частиц и ядерная физика низких энергий в настоящее время развиваются, в какой-то мере, независимо, изучение ядерно-физических явлений, как и ранее, может дать важную и надежную информацию о свойствах фундаментальных взаимодействий между элементарными частицами /В6/. При этом существует, конечно, и обратная связь: фундаментальные взаимодействия в сложных ядерных системах могут выступать в ряде случаев не как объект, а как инструмент исследования физических явлений в самих ядрах. Так, исследование эффектов слабого взаимодействия нуклонов в тяжелых ядрах может служить важным, а в некоторых случаях и практически единственным, способом изучения структуры высоковозбужденных резонансных состояний компаунд-ядер, динамики процессов деления, парных корреляций нуклонов в ядрах и т.д. Таким образом, многие важнейшие результаты о фундаментальных взаимодействиях элементарных частиц были получены в ядерной физике низких энергий. Это положение сохраняется и сейчас.
В диссертации представлены результаты исследования фундаментальных взаимодействий элементарных частиц в атомных ядрах и ядерно-физических явлений с помощью фундаментальных взаимодействий элементарных частиц.
Вторая глава диссертации содержит результаты, относящиеся к токам второго рода в слабом взаимодействии. Вопрос о токах второго рода является важным с точки зрения современных моделей слабого взаимодействия и структуры элементарных частиц. Наиболее общий вид матричных элементов слабого взаимодействия для заряженных векторного и аксиального токов содержит слагаемые - эффективный тензор и скаляр (токи второго рода.) "fir ^^ *И 7s ^ ?<* U& ^/ -переданный импульс), которые имеют G- - четности, противоположные G-- четнос-тям соответствующих "затравочных" кваркових токов ^=^^ (I.I) «tr=af,a( (1.2) &- преобразование определяется как произведение зарядового сопряжения и поворота вокруг второй оси в изотопическом пространстве на угол «ЗГ . Эффективный скаляр в приближении изотопической инвариантности запрещен условием сохранения векторного тока. Если, в духе векторной доминантности каждому току в слабом взаимодействии сопоставить мезоны с соответствующими квантовыми числами (векторному - Р , аксиальному - Aj , эффективному тензору - В ), то эффективному скаляру отвечал бы мезон с квантовыми числами J (У ) = Г""(Г~). Однако такой мезон в настоящее время неизвестен. При -А-^0 отлично от единицы отношения величин -fz для гамов-теллеровских распадов зеркальных ядер (_^- интеграл по спектру лептонов от функции Ферми, - период полураспада). Из анализа экспериментальных данных по распадам зеркальных ядер, проведенного с учетом эффектов схода с массовой поверхности и обменных мезонных эффектов, получено ограничение -р < 1,48. Это значение всего в 2,5 раза меньше формфактора слабого магнетизма ^==-/^--^==^3,7 ( /г ,/ - аномальные магнитные моменты протона и нейтрона) и в несколько раз точнее, чем ограничения, полученные из опытов с элементарными частицами - из исследования угловых корреляций в распаде поляризованного Л. -гиперона и процесса квазиупругого рассеяния нейтрино на нуклонах. С точки зрения ядерно-физических исследований несомненный интерес представляет модель аксиального тока второго рода, в которой этот ток возникает вследствие распада СО-ъ-ЖеУ . Из-за отрицательных G- - четностей &> и 32? мезонов переход U)—>jreV характеризуется положительной & - четностью. Таким образом аксиальный ток в этом переходе является током второго рода. Алгебра токов вместе с естественным предположением, что полный аксиальный ток удовлетворяет обычному одновременному коммутационному соотношению, на основе мягко-пионной техники приводит к значению // =1,8. Проблема токов второго рода в слабом взаимодействии связана с фундаментальными представлениями о структуре элементарных частиц. Токи второго рода модифицируют основные соотношения кварк-партонной модели, изложенной в /В7/, правило сумм Адлера и соотношение между структурными функциями в процессах глубоко неупругого рассеяния нейтрино и электронов на нуклонах. При этом нарушаются условия скейлинга, что дает удобный способ проверки на опыте этих теоретических предсказаний.
В настоящее время ведутся эксперименты по проверке правил сумм кварк-партонной модели, модифицированных вкладами токов второго рода. Нарушение правил сумм для структурных функций при переданных импульсах Q $> I ГэВ , предсказываемое моделями токов второго рода, будет означать, что кварки-парто-ны, входящие в состав нуклонов, не являются точечными объектами, а обладают внутренней структурой.
В стандартной модели электрослабого взаимодействия заряженный и нейтральный кварковые токи являются токами первого рода. Для того, чтобы построить в калибровочной модели слабого взаимодействия токи второго рода, необходимо как минимум ввести две пары нестранных и нечармованных кварков (# , <6 ) - II - и {СІ td ). Причем, каждая из этих пар кварков - дублет группы Su{Z) сильного взаимодействия. Поскольку слабое взаимодействие не сохраняет изоспин, представления кваркових полей по отношению к S&d) группе слабого взаимодействия и изоспиновой /5^(2) группе сильного взаимодействия не обязаны быть одинаковыми. Образуя из кваркових полей дублеты группы SU~kZ) слабого взаимодействия (аналогично стандартной модели электрослабого взаимодействия, основанной на локальной SCT{2) х (7'(I) симметрии) можно получить кварковые заряженные токи второго рода. Матричные элементы от этих токов между адронными состояниями не обращаются в ноль при выполнении хотя бы одного из следующих условий: существуют скалярные калибровочные мезоны, взаимодействие с которыми переводит кварки сорта І в кварки сорта 2; кварковые токи слабого взаимодействия и адронные состояния не являются синглетами по отношению к калибровочной группе сильного взаимодействия. Существует еще одна возможность введения токов второго рода, рассмотренная в работе /В8/. В этой работе, в рамках квантовой хромодинаміки, используется большое различие масс легких токовых кварков (#1и = 4 МэВ, /#, = 7 МэВ) для получения аномально сильного нарушения изотопической, а стало быть и G- -инвариантности. На этом пути авторам удается построить токи второго рода в слабом взаимодействии с эффективными константами -v I. Однако, такой подход к проблеме токов второго рода представляется не вполне приемлемым. Действительно, значительная разность масс нестранных токовых кварков должна была бы привести к сильному нарушению изотопической инвариантности во взаимодействиях адронов. Тем не менее, реально этого не происходит, поскольку столь малые (и различные) абсолютные значения масс токовых кварков не проявляются в сильных взаимодействиях. Характерные для этих взаимодействий параметры обусловлены эффектами спонтанного нарушения симметрии /В9/. Вместе с тем специальные процессы могут быть чувствительны к отношениям масс легких токовых кварков и в них, в частности, могут наблюдаться заметные эффекты нарушения изотопической инвариантности /BI0/.
Таким образом, проблема токов второго рода связана с фундаментальными представлениями калибровочных теорий сильного и электрослабого взаимодействий. Обнаружение этих токов на эксперименте приведет к глубоким изменениям представлений о структуре элементарных частиц и их взаимодействиях.
Направление исследований эффектов токов второго рода в нейтринных процессах (квазиупругое и глубоконеупругое рассеяние нейтрино) было впервые предложено и теоретически исследовано автором /29,35,44/.
Третья глава диссертации посвящена исследованию нарушения Т - инвариантности в электромагнитных переходах ядер. Со времени обнаружения на опыте нарушения СР - инвариантности в распадах долгоживущих нейтральных К-мезонов ведутся поиски этого нарушения в других процессах. Положение с нарушением СР - инвариантности существенно отличается от несохранения Р и С - четностей в слабых взаимодействиях, которое было обнаружено на 100$ уровне практически во всех слабых процессах. При этом простая и изящная l^-А теория объяснила большую совокупность экспериментальных данных. Проблема, возникшая в связи с нарушением СР-инвариантности в распадах нейтральных К - мезонов, оказалась значительно сложней, так как все - ІЗ - ожидаемые СР-нечетные эффекты должны быть очень малы - поряд- —3 ка 10 . Поэтому лишь в сравнительно небольшом числе экспериментов удалось пока достичь точности теоретически ожидаемых эффектов. Специально для объяснения нарушения СР - инвариантности в распадах К-мезонов были предложены две модели. В моде-ли миллислабого взаимодействия с константой 10 прямой СР-нечетный распад долгоживущего нейтрального К-мезона на два пиона происходит за счет этого СР-неинвариантного взаимодействия с aS =! Согласно модели сверхслабого взаимодействия распад нейтрального долгоживущего К-мезона на два пиона происходит за счет перехода Kf~>Kg сл^= 2 вне массовой поверхности. Поскольку система Ку~ Kg сильно вырождена ( А яг /v 10 л%^), то даже взаимодействие с константой
Ю~и^ способно заметно перемешать нейтральные Kj и Kg мезоны и привести к амплитуде перемешивания Є ^ 10 . Существуют и другие модели нарушения СР-инвариантности - модели миллисильного и электромагнитного взаимодействий, в которых —3 — *5 эффекты нарушения СР-инвариантности порядка 10+10 должны наблюдаться не только в распадах К-мезонов, но и в других процессах и, в частности, в радиационных переходах ядер. Экспериментальные исследования эффектов нарушения СР-инвариантности в радиационных переходах ядер продолжаются, в настоящее время их точность пока на порядок и более отстоит от теоретически ожидаемых величин эффектов. Нарушение СР - инвариантности в радиационных переходах ядер приводит к тому, что отношение приведенных матричных элементов в смешанном E(Z +1) и ML переходе (параметр смешивания) становится комплексным. При этом, отличие фазы параметра смешивания от 0 или Ж пропорционально степени нарушения СР - инвариантности. В действительности, в данном случае имеется в виду (в силу ОРТ - теоремы) нарушение С и Т и сохранение Р-инвариантности. Комплексность параметра смешивания, в свою очередь, приводит к существованию Т-неинвариантных угловых корреляций в каскадах из двух последовательных радиационных переходов поляризованных ядер и в процессе резонансного рассеяния фотонов поляризованными ядрами. В этой главе диссертации получены и исследованы общие выражения для Т-неинвариантных угловых корреляций в радиационных переходах поляризованных ядер. Эти корреляции отсутствуют, если первый переход каскада не является смешанным, независимо от второго перехода каскада. Кроме того, если спин промежуточного состояния ядра, образующегося после первого перехода каскада, равен 0 или 1/2, то Т-неинвариант-ная корреляция также отсутствует. Этот же результат получается, если нарушение Т-инвариантности является следствием простого одночастичного механизма. Поэтому обнаружение эффектов нарушения Т-инвариантности значительно более вероятно в сложных ядрах, радиационные переходы которых являются следствием перестройки существенно многочастичных состояний. Независимо от проблемы нарушения Т-инвариантности, в этой главе на основе алгебры группы вращений получены аналитические выражения корреляционных коэффициентов для произвольных спинов ядер в случаях наиболее распространенных электрических и магнитных дипольных и квадрупольных переходов ядер. Здесь же получено компактное и удобное общее выражение для углового распределения фотонов, резонансно рассеянных ядрами, (с аналитически определенными коэффициентами). Оно эффективно используется при интерпретации соответствующих экспериментальных данных. С точки зрения планирования экспериментов по исследованию нарушения Т-инвариантности в радиационных переходах ядер важно знать оценку членов угловых корреляций, которые имеют Т-инвариантную форму, но обусловлены взаимодействием в начальном и конечном состояниях. Эти члены, возникают из-за процессов, в которых виртуальный фотон испускается, а затем поглощается ядром и процессов, в которых испущенный ядром виртуальный фотон рождает парувозбужденный электрон - дырка в заполненной электронной оболочке, которая аннигилирует с испусканием реального фотона. Процессы второго типа особенно "опасны" для радиационных переходов малых энергий ( ^ 100 КэВ), так как они пропорциональны возрастающим с уменьшением энергии коэффициентам внутренней конверсии. Поэтому они могут давать "ложный" эффект нарушения Т-инвариантности <**> 10 . Вследствие этого, эксперименты по резонансному, например, мессбауэровскому рассеянию фотонов ядрами имеют принципиально ограниченный предел применимости /-v/ 10 в исследованиях степени нарушения Т-инвариантности. Для каскадных радиационных переходов ядер высокой энергии ( ^/ I МэВ) этот предел значительно ниже (менее 10 ).
Направление исследований нарушения Т-инвариантности в электромагнитных переходах ядер было впервые детально обосновано и теоретически разработано автором /80,84/.
Четвертая глава содержит теоретическое исследование процесса резонансного рассеяния фотонов ядрами в магнитном поле. Метод исследования магнитных сверхтонких взаимодействий ядер по возмущенным угловым распределениям фотонов, испускаемых ядрами после мессбауэровского возбуждения, может быть применен для измерения магнитных моментов низколежащих состояний ядер. Этот метод применим в тех случаях, когда не удается методами обычной гамма-резонансной спектроскопии разрешить сверхтонкую структуру мессбауэровского спектра, то есть в условиях, когда энергия магнитного сверхтонкого взаимодействия оказывается меньше естественной ширины возбуждаемого ядерного уровня. В ряде случаев применение этого способа может оказаться удобнее и проще измерения возмущенной угловой корреляции каскадных фотонов, тем более в некоторых случаях не удается подобрать каскад гамма-переходов, промежуточным возбужденным состоянием в котором был бы изучаемый ядерный уровень. Широкое применение этот метод может найти при изучении внутренних магнитных полей, действующих на ядра примесных атомов в различных веществах, а также при исследованиях частотно-временных соотношений, проявляющихся в резонансном рассеянии фотонов и интерференционных эффектов, связанных с этим процессом.
Эффект Мессбауэра явился мощным методом исследования сверхтонких взаимодействий ядер в твердых телах. Интересы физиков, занимающихся мессбауэровскими исследованиями, связаны прежде всего с возможностями использовать узкие гамма-линии. Помимо своих основных особенностей, позволяющих во многих случаях наблюдать сверхтонкую структуру ядерных уровней, эффект Мессбауэра является также и средством сравнительно простого осуществления условий резонансного поглощения фотонов в опытах по изучению углового распределения резонансно рассеянных фотонов. Наблюдения эффектов возмущения этих угловых распределений позволяет измерять энергии сверхтонких взаимодействий, недоступные для обычной мессбауэровской спектроскопии. В этой главе диссертации дано теоретическое обоснование впервые предложенного автором метода исследования магнитного сверхтон- кого взаимодействия возбужденных ядер путем измерения возмущенных угловых распределений резонансно рассеянных фотонов с использованием на стадии резонансного поглощения фотонов эффекта Мессбауэра /106,119/. Этот метод уже с успехом используется на эксперименте.
В этой главе получены формулы для угловых распределений резонансно рассеянных ядрами фотонов. Угловые распределения получены с учетом возмущения их магнитным полем для случаев, когда магнитное поле перпендикулярно плоскости рассеяния фотонов, хаотически распределено по направлениям и распределено по образующим конической поверхности с вершиной вместе нахождения рассеивающего центра. Полученные выражения относятся к общему случаю ядерных переходов, представляющих смесь /VZ и Е(Л +1) мультшголей, и к произвольным энергиям магнитного сверхтонкого взаимодействия. В формулах учтено влияние соотношения между естественной шириной ядерного уровня Г и характерной шириной спектра возбуждающих фотонов А . При малых энергиях магнитного сверхтонкого взаимодействия возмущение углового распределения фотонов сводится, главным образом, к повороту розетки углового распределения на угол Л р . Искажение формы углового распределения определяется квадратичншли по JOLf членами ( J2. - ларморова частота процессии ядерного спина в магнитном поле, 'ТҐ- время жизни возбужденного ядерного состояния) и при J2.7r«l им можно пренебречь. В пренебрежении суммарным изомерным и допплеровским сдвигом линии, для магнитного поля, перпендикулярного плоскости рассеяния фотонов:
Средняя продолжительность прецессии возбужденных ядер 7^ , равна ^ — Л^/^. Это время, очевидно, совпадает со средним временем пребывания ядра в возбужденном состоянии, реализующимся в условиях данного опыта. Тогда из (1.3) следует, что в случае возбуждения ядер фотонами с широким спектром ( А ^> Г), распределение энергий возбуждения ансамбля ядер рассеивателя, а значит и форма спектра излучаемых возбужденными ядрами фотонов, имеет лоренцову естественную форму с шириной Г. Закон распада возбужденных состояний является в этом случае экспоненциальным, а среднее время пребывания ядер в возбужденном состоянии ^"s=r <Z==rJ5 . Если спектр возбуждающих фотонов представляет линию лоренцевой формы с шириной Г (идеальный мессбауэровский случай), то спектр рассеянных фотонов будет выражаться произведением двух одинаковых лоренцевых функций. В этом случае закон распада возбужденных ядер уже не будет экспоненциальным и ^ «= 1,5 "2*". Если Т !$> А , то
7^ == -^ 'ЗҐ. Интересен случай возбуждения ядер квазимонохроматическими фотонами {Т$>А ) в случае % когда суммарный изомерный и допплеровский сдвиг линии & отличен от нуля. При
С-—-zr^-Г. --^" (1.4) этом Г*2/Л
Если рассматривать возбуждение ядер фотонами "белого11 спектра, как возбуждение совокупностью квазимонохроматических гамма-линий, то на основе (1.4) можно вычислить среднее время пребывания ядер в возбужденном состоянии. Интегрируя (1.4) по спектру фотонов, излучаемых ансамблем возбужденных ядер (по лоренцеву распределению с шириной Г), как и следует ожидать, получим
Наиболее важные экспериментальные результаты, относящиеся к рассмотренной проблеме, были получены в опытах по измерению возмущенных угловых распределений фотонов с энергией 129,4 КэБ, резонансно рассеянных ядрами 2 /117/. Из этого эксперимента были получены: напряженность внутреннего магнитного поля, действующего на ядра рассеивателя, & -фактор возбужденно- TQT & го состояния ядра Jy^ с энергией 129,4 КэВ и среднее время пребывания ядер в возбужденном состоянии zf—(1,40+0,11) 1Ґ при данных условиях возбуждения. Последний результат подтверждает вывод о зависимости "Ґ от вида спектра фотонов, который используется для возбуждения ядер.
Пятая глава посвящена исследованию несохранения четности во взаимодействии нуклонов. Эффекты несохранения четности в нуклон-нуклонном взаимодействии являются единственным источником инвормации об эффективном нелептонном гамильтониане слабого взаимодействия без изменения странности. В стандартной модели электрослабого взаимодействия эффекты несохранения четности в нуклон-нуклонном взаимодействии могут быть обусловлены как заряженными, так и нейтральными токами. Нейтральные токи приводят к вкладам двух видов: они перенормируют эффективную константу потенциала от обмена заряженными пионами и приводит к двум дополнительным потенциалам - от обмена о т 6J мезонами между нуклонами. Потенциал однопионного обмена дает вклад в переходы между ядерными состояниями с изменением изо-спина на единицу. Вклад нейтральных токов от обмена Р и со мезонами можно выделить путем исследования слабого взаимодействия одинаковых нуклонов, например в процессе упругого рассеяния протонов.
Потенциалы взаимодействия нуклонов от обмена легчайшими векторными мезонами получаются в стандартной модели электро- слабого взаимодействия с использованием тождества ток - поле в духе векторной доминантности, а потенциал от обмена заряженными пионами - с использованием алгебры токов и S6^{2>) симметрии. Эти потенциалы удобно применять в расчетах различных эффектов несохранения четности во взаимодействии нуклонов вместе с потенциалами и волновыми функвдями сильного взаимодействия в формализме однобозонного обмена. С помощью предельного перехода потенциалам слабого взаимодействия от обмена векторными мезонами можно сопоставить контактные межкварковые потенциалы, которые начинают использоваться в расчетах эффектов слабого взаимодействия в моделях типа составных кварковых мешков и кварк - ядерных моделях. Расчеты эффектов несохранения четности с двухчастичными потенциалами слабого взаимодействия нуклонов в процессах рр—>рр и /г/э-^^^приводят к результатам, согласующимся с экспериментальными данными. Одно-частичные потенциалы слабого взаимодействия, определяющие эффекты несохранения четности в сложных ядрах, получаются усреднением двухчастичных потенциалов по состояниям заполненного ядерного остова. Для описания их в модели независимых пар используются волновые функции уравнения Бете-Голдстоуна, учитывающие точно двухнуклонные короткодействующие корреляции и принцип Паули. Учет межнуклонных корреляций в ядерном остове существенно меняет результаты, полученные при усреднении двухчастичных потенциалов по состояниям остова, в качестве которых берутся плоские волны. Полученные одночастичные потенциалы слабого взаимодействия использовались для расчета Р-нечетных циркулярных поляризаций фотонов в радиационных переходах ядер 181Та, 175/й, 4IK, I9/*". Рассматриваемые основные и возбужденные состояния этих ядер можно описать с помощью различных одночастичных состояний последнего протона, движущегося в сфероидальном потенциале. При этом теоретические значения приведен ных вероятностей регулярных радиационных переходов удовлетворительно согласуются с экспериментальными данными. Поэтому од-ночастичное описание этих ядер представляется оправданным. Полученные в таком подходе Р-нечетные циркулярные поляризации фотонов, рассчитанные с использованием одночастичных потенциалов слабого взаимодействия, вполне удовлетворительно описывают экспериментальные данные.
Последовательное количественное описание эффектов несохранения четности было предложено и реализовано автором /133, 166,199/. Эта теория состоит из следующих этапов: построение двухчастичных потенциалов взаимодействия нуклонов в стандартной модели электрослабого взаимодействия, описание с помощью этих потенциалов эффектов несохранения четности в двухнуклон-ных процессах рр—>-рр, пр-^с^У , построение одночастичных потенциалов слабого взаимодействия с учетом межнуклонных корреляций, описание на их основе эффектов несохранения четности в переходах сложных ядер, двухчастичные и одночастичные потенциалы слабого взаимодействия, полученные автором, широко используются в расчетах различных эффектов несохранения четности.
Кроме того, автором было предложено и теоретически обосновано исследование нового эффекта несохранения четности-угловой асимметрии испускания Ы -частиц поляризованными ядрами. В настоящее время этот эффект изучается на эксперименте.
Шестая глава содержит исследования резонансных эффектов несохранения четности причиной которых является интерференция нормальной Р-амплитуды и примесной, из-за слабого взаимодействия, & -амплитуды в процессах резонансного рассеяния нуклонов ядрами. При этом, эффекты несохранения четности оказываются пропорциональными произведению фактора динамического усиле-ния 10 4-Ю f обусловленного близостью уровней с противоположной четностью и высокой плотностью уровней компаунд-ядра и резонансного фактора у>//2 Последний может иметь порядок т з величины 10 *I0 . Поэтому резонансные эффекты несохранения четности вблизи изолированных Р-резонансов для некоторых ядер могут достигать ^ 10 "ч-Ю х, если исходить из величины фактора смешивания слабым взаимодействием одночастичных уровней противоположной четности /V 10 . Направление исследований резонансного несохранения четности было впервые предложен автором в 1969-1970 годах /216, 217/. Однако, экспериментальные возможности исследования этого явления в то время отсутствовали. Недавно, в ШФ ОИЯИ впервые получены экспериментальные результаты /228/, подтверждающие резонансный механизм эффектов несохранения четности при энергиях нейтронов вблизи Р-резонансов ряда ядер. Экспериментальные и теоретические исследования резонансных эффектов несохранения четности в настоящее время получили дальнейшее развитие. В них слабое взаимодействие нуклонов выступает в основном не как предмет, а как эффективный метод исследования структуры резонансных состояний компаунд-ядер, природы динамического усиления, динамики эффектов несохранения четности в делении поляризованных возбужденных ядер. Экспериментальные данные по таким резонансным эффектам несохранения четности, как зависимость сечений поглощения ядрами нейтронов от их спиральности, поворот спина поперечно поляризованного нейтрона вокруг его импульса при прохождении мишени и угловая асимметрия испускания с* -частиц при поглощении продольно поляризованных протонов, находятся в хорошем согласии с развитыми теоретическими представлениями. При этом Р-нечетные эффекты имеют на опыте предсказываемую теорией резонансную зависимость от энергии. Величины эффектов объясняются на основе развитых теоретических представлений о слабом взаимодействии нуклонов. На эксперименте выполняются важные, с точки зрения проверки правильности развитых теоретических концепций, условия самосогласованности, связывающие величины Р-нечетных эффектов при нулевой и резонансной энергиях. Эксперимент также подтверждает теоретический результат, что необращение в ноль эффектов несохранения четности при Е —> О является следствием существования открытых на пороге неупругих каналов, и, в частности такого, как процесса радиационного захвата нейтронов.
Введение содержит краткий обзор и обсуждение поставленных в диссертации проблем и полученных результатов. Число ссылок во введении ограничено в основном обзорными работами. Эти ссылки не повторяются в основном списке литературы. Детальное обсуждение работ, непосредственно связанных с темой диссертации содержится в соответствующих главах.
В заключение кратко перечислены основные результаты, полученные в диссертации.
Токи первого и второго рода и их свойства
В кварковой модели взаимодействие между кварковими и лептонними токами приводит к лептонным распадам адронов /І/. В частности, взаимодействие токов легких лептонов є У и / с заряженным током легких кварков Ucu ответственно за В -распад нейтрона и атомных ядер, за процессы захватамезонов ядрами. Кроме того, это же взаимодействие проявляется в нейтринных реакциях.
Матричные элементы V, и А, выражаются через волновые функции адронов в состояниях ъ и -Я и через их 4-импульсы. Наиболее общий вид матричных элементов V. и А, в распаде нейтрона /Z— рв У следующий.Все шесть форм-факторовявляются функциями % - рпГ Рр - /Отр1- Характерный масштаб значений (7. , на которых меняются эти функции, составляет величину порядка 0,5 ГэВ . Исключение составляет функция р ( ), для которой эта величина гораздо меньше - порядка W « 2.10 ГэВ . Формфакторы р ,... -А. - действительны, если лагранжиан взаимодействия лептонних токов с токами кварков СР -инвариантен /I/. Рассмотрим трансформационные свойства адрон-ных токов относительно Q -преобразования, которое представляет собой произведение зарядового сопряжения и поворота на угол & вокруг второй оси в изотоническом пространстве.
Необходимые свойства & -преобразования приведены в приложении А. Относительно -преобразования (2.6) адронные токи (2.4) и (2.5) делятся на два класса /2/:
1) токи первого рода, содержащие формфакторы -ф , - , р и рр и преобразующиеся так же, как затравочные квар ковые токи: = 71 С (2.7)
e rs (2-8)
2) токи второда рода, содержащие формфакторы -rs и -. . Они имеют - четность противоположную - - четности соответствующих затравочных кварковых токов.
Так как 6 и с - кварки - изо спиноры, г г2—- ток является изовекторным. Его векторная часть (2.7) имеет положительную Є- -четность, подобно О -мезону, а аксиальная (2.8) - отрицательную, подобно Aj- мезону (или &Г -мезону).
Токи второго рода в (2.4) и (2.5), пропорциональные и f имеют, соответственно, отрицательную и положительную & -четность.
Существование токов второго рода в слабом взаимодействии может быть обусловлено зарядовой (изотопической) неинвариантностью сильного взаимодействия, перенормирующего затравочные слабые токи (2.7) и (2.8), либо G- неинвариантностью самих затравочных токов. В последнем случае вид их, естественно, отличается от приведенного в (2.7) и (2.8).
Исследование - -четности адронных токов (2.4) и (2.5) имеет фундаментальное значение для теории слабых взаимодействий. Каждому заряженному векторному и аксиальному току в выражениях (2.4) и (2.5) можно сопоставить, в духе векторной доминантности, заряженный мезон с соответствующими данному току квантовыми числами. Так, векторному и аксиально-векторному токам первого рода можно сопоставить соответственно мезоны. j? (765 МэВ) J& {7Р) = 1+СГ) и Aj(I090 МэВ) Г(1+). Аксиально-векторному току второго рода - мезон В(1220 МэВ) 1+(1+). Векторному току второго рода отвечал бы мезон с квантовыми числами Г"(1 ). Однако, мезон с такими квантовыми числами, в настоящее время, не известен. Вполне возможно, что его отсутствие является следствием запрета векторного тока второго рода, вытекающего из сохранения полного векторного тока /5/ {& V.- О, откуда следует -/==? ).
Модели нарушения Т-инвариантности
Б этой главе исследованы эффекты нарушения Т-инвариантности в электромагнитных переходах поляризованных ядер. Рассчитана Т-неинвариантная угловая корреляция в смешанных ML и Ж/ +1) двухфотонных каскадах поляризованных ядер. Получены условия при которых эта корреляция отсутствует. Исследованы свойства коэффициентов корреляции, получены их аналитические выражения. Получено выражение для угловой корреляции в процессе резонансного рассеяния фотонов ядрами. В моделях электромагнитного и миллисильного нарушения Т-инвариантности исследована величина этого нарушения в электромагнитных переходах ядер. На основе нарушающего Т-инвариантность калибровоч-но-инвариантного одночастичного гамильтониана получены условия существования Т-неинвариантных эффектов в сложных ядрах. Приведена оценка членов в угловых корреляциях, шлеющих Т-неинвариантную форму, которые обусловлены взаимодействиями с.виртуальными фотонами в начальном или конечном состояниях. С учетом вкладов этих членов обсуждаются экспериментальные данные в каскадных радиационных переходах поляризованных ядер и в процессах резонансного рассеяния фотонов ядрами.
I. Модели нарушения Т-инвариантности.
В физике элементарных частиц в настоящее время твердо установлено, что в распадах долгоживущих нейтральных К-мезо-нов на два JZ -мезона нарушается СР-инвариантность /57/, /I/.
Для объяснения наблюдаемого на опыте нарушения СР-инвариант-ности был выдвинут ряд микроскопических моделей. Эти модели можно классифицировать следующим образом:
1. Модель с нарушением С и Т - инвариантностей в электромагнитных взаимодействиях адронов /58, 59/;
2. Модель миллисильного взаимодействия, нарушающего С и Т - инвариантности /60-62/;
3. Модель миллислабого взаимодействия с нарушением С, Р и Т - инвариантности /63,64/;
4. Модель сверхслабого взаимодействия с нарушением СР - инвариантности /65/.
Детальное обсуждение этих моделей и более полная библиография по проблеме нарушения СР-инвариантности содержатся в работах /66-71/.
Со времени открытия нарушения СР-инвариантности в распадах нейтральных К-мезонов достигнут беспрецедентный прогресс в экспериментальных исследованиях как слабого, так и электромагнитного и сильного взаимодействий. Очень большая работа была проделана и в теоретических исследованиях. Тщательно проанализированы практически все как слабые так и электромагнитные и сильные процессы, изучение которых могло бы дать информацию о природе нарушающего СР-инвариантность взаимодействия. Теоретические идеи в этой области в значительной мере стимулировали экспериментальные исследования.
Угловое распределение в случае магнитного поля, перпендикулярного плоскости рассеяния
Три сомножителя, стоящие под знаком суммирования в выражении (4.2), имеют следующий смысл:
КТп! // l is матричный элемент оператора Hj первого перехода процесса резонансного рассеяния, т.е. перехода, соответствующего поглощению гамма-кванта. Ядро, имеющее в основном состоянии спин 2 , переходит из состояния с магнитным квантовым числом /ft/ в возбужденное состояние со спином I и магнитным квантовым числом / . матричный элемент перехода ядра, находящегося в возбужденном состоянии с подуровня, имеющего квантовое число проекции спина /% , на подуровень, где это число равно /#/? . Этот переход происходит под действием опе-ратора возмущения Г , причем входящий в него гамильтониан взаимодействия ядра с магнитным полем К, в системе координат, где ось квантования направлена вдоль вектора напряженности магнитного поля, Н , имеет следующий вид.
Здесь /г - магнитный момент ядра в возбужденном состоянии, & & фактор возбужденного состояния ядра, /, -ядерный магнетон, /#- - квантовое число проекции спина ядра на ось квантования 2Ї: , _2. - ларморова частота прецессии ядерного спина в магнитном поле.
Матричный элемент оператора Е второго перехода процесса резонансного рассеяния, т.е. перехода, соответствующего испусканию ядром гамма-кванта и возвращению ядра в основное состояние с квантовым числом проекции спина 2j . Очевидно, что при резонансном рассеянии гамма лучей. Выражение для матричного элемента, соответствующего процессу излучения гамма кванта, приведено в /109/. В нашем случае его можно записать так.
Здесь множитель "Ф Ш/L%/ представляет собой собственную функцию, соответствующую собственным значениям _ , it и J2T оператора углового момента, его проекции на ось квантования и четности в системе отсчета, где ось квантования совпадает с направлением волнового вектора гамма-кванта, Kg . Умножение этой функции на матрицу вращения D „ (І- / переводит ее в систему отсчета с произвольной осью квантования 5 . Множитель \1/1оСТ 1/Т/ представляет собой приведенный матричный элемент оператора перехода. Е и 11 -квантовые числа проекций полного момента сх?1 гамма-кванта на оси квантования ? и Kg, соответственно. 1 - спин (циркулярная поляризация) гамма-кванта, ЗГ - четность волновой функции излучения. Матричный элемент оператора Hj перехода, соответствующего поглощению гамма-кванта, можно выразить так.
Эффекты и структура теории слабого взаимодействия нуклонов
Вскоре после обнаружения несохранения четности в /S -распаде начались поиски нуклон-нуклонного взаимодействия, не сохраняющего четность. В работе /122/ впервые была высказана гипотеза об универсальном характере слабого взаимодействия. Согласно этой гипотезе слабое взаимодействие любых фермионов характеризуется одной и той же константой Q — /O tf . Слабое взаимодействие между нуклонами смешивает состояния. с противоположными четностями, но одним и тем же моментом. Обнаружение на опыте этого взаимодействия /123/ привело к интенсивному теоретическому и экспериментальному исследованию различных эффектов его проявления. К ним относятся следующие эффекты несохранения четности:
1. Запрещенный по четности Ы -распад ядра 055. 1 (переход 2" (8,9 МэВ)- 0+, t = 2).
2. Асимметрия испускания фотонов поляризованными ядрами,
3. Циркулярная поляризация фотонов в переходах неполя-зованных ядер.
4. Асимметрия испускания Ы. -частиц поляризованными ядрами.
5. Асимметрия испускания осколков деления поляризованными ядрами.
6. Разность сечений взаимодействия с ядрами продольно поляризованных нуклонов с различными спиральностями.
7. Циркулярная поляризация фотонов, испускаемых в процессе неупругого рассеяния неполяризованных нуклонов на ядрах.
8. Когерентный поворот спина нейтрона вокруг импульса при прохождении нейтрона через мишень.
9. Асимметрия испускания Ы -частиц при захвате ядрами продольно-поляризованных протонов с различными спиральностями.
Экспериментально наблюдаемые величины этих эффектов заключены в широких пределах - от 10F до 10F , где одно-частичная оценка эффективной константы, слабого взаимодействия нуклонов по отношению к их сильному взаимодействию /124, II/. Причиной усиления слабого взаимодействия нуклонов, по сравнению с одночастичной оценкой, являются эффекты, обусловленные структурой ядра. Поэтому теоретические и экспериментальные исследования эффектов слабого взаимодействия нуклонов являются источником важной информации как о структуре слабого взаимодействия, так и о структуре ядерных состояний /II, I25-I3I/.
Общая структура теории эффектов слабого взаимодействия нуклонов такова. Сначала строится двух частичное слабое взаимодействие нуклонов. При этом используется конкретная модель слабого взаимодействия. Обычно это стандартная модель электрослабого взаимодействия /45-47/ с механизмом Глешоу-Иллиопуло-са-Майани./І32/. В этой части теории находят широкое применение результаты, относящиеся к кварковой структуре адронов, глюонным поправкам, свойствам симметрии сильного и слабого взаимодействий, теории калибровочных полей, квантовым динамикам цветов и ароматов и т.д. Результатами этого этапа теории являются двухчастичные потенциалы слабого взаимодействия нуклонов, отвечающие обменам векторными ? , CeJ мезонами и заряженными tt -мезонами /133/, либо контактные потенциалы., возникающие из-за обмена между кварками W и І? -мезонами. Первые из этих потенциалов используются далее в расчетах эффектов слабого взаимодействия с реалистическими волновыми функциями сильного взаимодействия нуклонов, которые обычно получаются в детально разработанном формализме ОВЕР (одно-бозонного обмена). Вторые - используются в теории кварк-ядерных систем /134/ и, в частности, в модели составных кварковых мешков /135, 136/ в которых не существует кора во взаимодействии между кварками, что делает контактные межкварковые потенциалы слабого взаимодействия пригодными к употреблению в этих моделях. Следует, однако, заметить, что в кварк-ядерных моделях типа /134/ существует ряд трудностей, связанных с корректным выделением нужных конфигураций из большого числа шестикварковых конфигураций, представляющих различные состояния двух нуклонов.
Несохранение четности в процессах неуцругого рассеяния с испусканием фотонов
Рассмотрим эффекты так называемого резонансного несохранения четности во взаимодействии нуклонов с ядрами. Это эффекты, перечисленные в пунктах 5-9 первого раздела главы У. Суть их состоит в следующем. Пусть при энергии, близкой к энергии налетающего на ядро нуклона, компаунд-ядро имеет резонансное Р-состояние (рис.На), в которое нуклон может захватываться. В отсутствие слабого взаимодействия нуклонов этот процесс является основным. Слабое взаимодействие между нуклонами компаунд-ядра приводит к тому, что промежуточное состояние будет представлять суперпозицию Р и S состояний. В частности, промежуточное & -состояние переводится слабым взаимодействием в Р-состояние (рис.Нб). Интерференция диаграмм {&-) и ( 5 ) рисунка II приводит, естественным образом к характерной резонансной зависимости от энергии и ядерно-структурных характеристик эффектов несохранения четности, которая наблюдается на опыте. Одновременно с этим возникает дополнительный фактор усиления слабого взаимодействия, пропорциональный корню из отношения ширин соответствующих резонансов: где & -радиус ядра, К - импульс нуклона.
Приближение одночастичных (потенциальных) резонансов при описании рассеяния нуклонов на ядрах, используемое в работах /213, 214/ является очень грубой идеализацией, которая почти никогда не осуществляется в действительности /215/. Так, во всех экспериментах по рассеянию нейтронов на ядрах наблюдаются сложные узкие резонанси компаунд-ядра, содержащие ничтожную долю ( / 10 в амплитуде) примеси одночастичного состояния /15/.
В средних и тяжелых ядрах с А ЛОО расстояние между уровнями составного ядра в области энергий возбуждения / 10 МэВ, которая соответствует энергии связи нейтрона, очень мало - порядка электронвольта. Это приводит к эффекту динамического усиления несохранения четности: =у =-у/ Г -г± з (6.2) где СО I МэВ - расстояние между одночастичными уровнями энергии, J WI-flO эВ - расстояние между уровнями компаунд-ядра. Такое динамическое усиление отсутствует в одночастичном потенциальном рассеянии.
Эффекты резонансного несохранения четности могут иметь порядок величины, определяемый произведением фактора смешивания слабым взаимодействием одночастичных уровней противоположной четности F (5.68) на факторы (6.1) и (6.2): =VWV F /(Г3+ -лг (6-3).
Покажем это более подробно. Для количественной оценки эффектов нарушения четности необходимо оценить величину матричного элемента одночастичного потенциала слабого взаимодействия V между состояниями компаунд-ядра противоположной четности.
Такой расчет невозможен без точного знания волновых функций компаунд-состояний. Для оценки матричного элемента (6.4) можно воспользоваться статистическими свойствами этих волновых функций.
