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

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

Нейтрино

  1. История открытия нейтрино. Гипотеза Паули. Теория Ферми
  2. Первые эксперименты по обнаружению нейтрино
  3. Мюонные нейтрино
  4. Основные свойства нейтрино. Спин и спиральность
  5. Массы нейтрино
  6. Mюонные нейтрино
  7. Уравнения свободного движения нейтрино
  8. Нетождественность нейтрино и антинейтрино
  9. Типы нейтрино
  10. Взаимодействия нейтрино и теория ВГС
  11. Рассеяние нейтрино
  12. Нейтринные эксперименты
  13. Электромагнитные свойства нейтрино
  14. Взаимодействия нейтрино вне рамок теории ВГС
  15. Смешивание и массы нейтрино
  16. Смешивание нейтрино
  17. Смешивание нейтрино и распады с участием нейтрино
  18. Осцилляции нейтрино
  19. Распад нейтрино
  20. О спектре масс нейтрино
  21. Литература по 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 (ve), мюонные (vm) и т-нейтрино (vт) в соответствии с наличием трёх типов заряж. лептонов. нейтрино каждого типа имеют античастицу - антинейтрино (3052-35.jpg). 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 3052-36.jpg ~ 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) 3052-37.jpg 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:

3052-38.jpg

(для b+-распада соответственно: p 3052-39.jpgn + e++ + ve). 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

3052-40.jpg

и электронный захват:

3052-41.jpg

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-3052-43.jpg 7Li + ve, в к-рой импульс 7Li должен быть равен по величине и противоположен по направлению импульсу ve. Эксперимент был осуществлён Дж. Алленом (J. Allen) в 1942, и его результаты оказались в согласии с предсказаниями [2].

Решающим доказательством того, что 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).

3052-45.jpg

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

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

Мюонные 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:

3052-46.jpg

На нетождественность vm и ve, т. е. частиц, к-рые рождаются вместе с мюонами и электронами, указывало отсутствие каналов распада m 3052-47.jpgеg, m 3052-48.jpg ее+е-и др. Идею о двух типах 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: vm + n3052-49.jpgp + 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-3052-50.jpg t++ т- был открыт новый, тяжёлый лептон с массой ок. 1,8 ГэВ - т-лептон (см. Тау-лептон)[6]. Анализ энергетич. спектров электронов и мюонов, образующихся при распаде т-лептона. показал, что кроме еb или mb рождаются ещё два нейтрино:

3052-51.jpg

Одно из них соответствует мюону пли электрону, другое - т-лептону. Отличие vt от ve и vm подтверждается существованием сильных запретов на моды распада т 3052-52.jpg mg, т 3052-53.jpg eg, т 3052-54.jpgее+е-, равенством вероятностей распадов т3052-55.jpgmvv и т 3052-56.jpgevv, a также отрицат. результатами поиска т-лептонов во взаимодействиях пучков vm и ve 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 3052-57.jpg = с = 1.) Этот факт при ненулевой массе нейтрино mv3052-58.jpg0 объясняется (V - А)-структурой взаимодействий (см. Слабое взаимодействие)и ультрарелятивистским характером излучавшихся нейтрино (pv >> mv). B этом случае примесь состояния с противоположной спиральностью, т. е. нейтрино с l = + 1/2 или антинейтрино с l = -1/2; подавлена фактором (mv/pv)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:

3052-59.jpg

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

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

3052-62.jpg

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

3052-63.jpg

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

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

Массы нейтрино

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

3052-65.jpg

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 mv. 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(3052-66.jpg)] для b-распада трития:

3052-67.jpg

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

Ин-та теоретич. и эксперим. физики (ИТЭФ, Москва) были получены указания на то, что mv 3052-70.jpg 0. В эксперименте использовались молекулы органич. соединения - валина, в к-ром часть атомов водорода была замещена атомами трития; энергии электронов измерялись с помощью магн. спектрометра (рис. 4).

3052-71.jpg

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

3052-72.jpg

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

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

В 1967 Г. T. Зацепин высказал идею ограничения т(3052-73.jpg) из наблюдений нейтринного сигнала от гравитац. коллапса звезды. Поскольку массивные 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 mv < (10-20) эВ.

Mюонные нейтрино

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

Тау-нейтрино

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

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

3053-1.jpg

Оно следует из нижнего ограничения на возраст Вселенной и наблюдаемой скорости её расширения. Космологич. ограничение значительно сильнее верхних лаб. пределов для m(vm) и m(vt). Ho если 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 (mv 3053-2.jpg0) 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(3053-3.jpg) = -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: y/дt = i(s3053-4.jpg)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(3053-5.jpg)= - 1; различие v и 3053-6.jpg - абсолютно.

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

3053-7.jpg

где yс - зарядово-сопряжённая волновая функция, а фактор hc удовлетворяет равенству |hс|2 = 1 и наз. С-фазой. Такие нейтрино впервые исследовались Э. Майораной (E. Majorana, 1937) в связи с отрицат. результатами поиска магн. момента нейтрино (mv). У истинно нейтральных нейтрино вследствие (12) mv = 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 hср: 3053-8.jpg= = hсрg0y, где g0 - Дирака матрица, а hср = +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 (3053-9.jpg). В первом случае 3053-10.jpg , во втором - 3053-11.jpg = 0, в третьем, в силу условия (12), 3053-12.jpg=1/2hср m3053-13.jpgycL (где yL и yR - 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(yL)= +1, L(ycL) = -1. Но в этом случае лептонное число не сохраняется, причём его нарушение обусловлено массовыми членами: L(3053-14.jpg)= 2. Осуществить выбор между разл. описаниями 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, 3053-15.jpg 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 3053-16.jpg являлся атомный реактор, мишенью - бак с 10 т пер-хлорэтилена C2Cl4. Если 3053-17.jpgсовпадает с v и, значит, может рождать электрон, то должна происходить реакция 3053-18.jpg +37Cl 3053-19.jpg е- + 37Ar. Образующийся атом 37Ar со временем T1/2=35 сут испытывает K-захват, переходя в возбуждённый атом хлора: 37Ar + е- 3053-20.jpg37Cl* + ve. Возбуждение Cl* снимается испусканием электрона с энергией 2,8 кэВ. Этот электрон детектируют пропорц. счётчиком. Была разработана методика, позволившая из 10 т C2Cl4 извлекать десятки атомов аргона. Оказалось, что кол-во атомов 37Ar по крайней мере в 20 раз меньше ожидаемого при3053-21.jpg = v; эффект перекрытия состояний |3053-22.jpg> и |ve>, |(3053-23.jpg |v>|2 составил не более 5%.

Др. метод проверки нетождественности ve и 3053-24.jpg реализуется в ускорит. экспериментах. Источником ve является распад К3053-25.jpge+vep; в пузырьковых камерах-мишенях ведётся поиск позитронов. Избытка е+, обусловленного реакцией ve + N 3053-26.jpg е+ + X (здесь X - совокупность остальных частиц), не было обнаружено, что дало ограничение на |< 3053-27.jpg |ve >|2 на уровне долей процента.

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

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

3053-32.jpg

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

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

3053-35.jpg

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

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

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

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

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

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

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

Число типов лёгких 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 Nv : Г2 = Г3 + 3053-54.jpg где Г3 - вклад заряж. частиц, а 3053-55.jpg - вклад нейтрино одного типа. 3053-56.jpg составляет т. н. невидимую ширину, поскольку нейтрино не регистрируются. Гн восстанавливают по измеренным GZ, Г3, а также по адронной ширине и сечению в максимуме пика. По данным детекторов LEP получено 3053-57.jpg = 2,95 b 0,10 в согласии с Nv = 3. T. о., новых типов нейтрино кроме ve, vm, vt не существует. Nv определяется также по величине сечения процесса 3053-58.jpg в области Z0 резонанса (детектирование изолированного g = кванта): sg ~ Nv.

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

Взаимодействия H.

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

Взаимодействия 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 (vl, l) L. При этом для vL проекция слабого изотопического спина T3 = 1/2 и слабый гиперзаряд Y = -1. Правые компоненты нейтрино vR (если существуют) являются синглетами группы SU2 3053-59.jpg U1: T3(vR) = Y(vR) = 0. Нейтрино vR стерильны, взаимодействий с W и Z0 у них нет, поэтому и заряженные, и нейтральные (см. Нейтральный ток)нейтринные токи имеют (V - A)-структуру. Константы связи нейтрино с W- и Z0-бозонами равны g/23053-60.jpg и g/4cosJw, где g - константа связи, соответствующая подгруппе SU2, a Jw - Вайнберга угол.

Юкавские взаимодействия - связи с гипотетич. хигг-совым бозоном (возможно несколькими) предполагают существование правых компонент 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 ~ gmv/mw << 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: W3053-61.jpgvl + + l, Z03053-62.jpgv + 3053-63.jpg Ширины распадов:

3053-64.jpg


3053-65.jpg

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

Регистрация заряж. лептонов и измерение т. н. недостающей энергии, уносимой 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, Lс, В, ... и т. д. Общие свойства распадов таковы.

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

2) Вероятности трёхчастичных распадов A 3053-68.jpg Bvll (А, В, p, К, барион, ядро) пропорц. 5-й степени энерговыделений Q : Г3 ~ G2Q5, где G - константа Ферми (Q 3053-69.jpg тА при mB, ml << тл). Если Q >> ml, l = е, m или е, m, т, то Г3 одинаковы для нейтрино разных типов. У двухчастичных распадов мезонов: M 3053-70.jpg+ vl (M = p, К, D, F) ширина пропорц. энерговыделению и квадрату массы заряж. лептона (последнее есть следствие спирального запрета): Г2 ~ G2m2lQ. Двухчастичные распады, т. о., не обладают (ve - vm - vt)-универсаль-ностью: доминирует мода с наиб. тяжёлым (из допустимых для данного распада) лептоном и соответствующим нейтрино У лёгких мезонов это p+ 3053-71.jpg m+vm, K+ 3053-72.jpg m+vm. При переходе к более тяжёлым мезонам (D, F, В) преобладающим становится трёхчастичный распад (Г32 ~ Q4)и универсальность ve - vm, а затем ve - vm - vт восстанавливается.

Рассеяние нейтрино

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

3053-73.jpg

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

3053-76.jpg

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

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

3053-77.jpg

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

При 3053-81.jpg> тW 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 ~ G2mw/p(1 + m2W/s). При s 3053-82.jpg m2W сечения прекращают линейный рост с увеличением s и затем выходят на константу: s 3053-83.jpg s0 ~ G2m2W/p 3053-84.jpg 10-34 см2 (в низшем порядке теории возмущений) [рис. 8, кривая vle-]. Сечения 3053-85.jpg-рассеяния с W- или Z-обменом в анни-гиляц. канале (в s-канале), напр. 3053-86.jpg + е- 3053-87.jpg W3053-89.jpg + m-, имеют резонансный характер (резонанс Глэшоу; рис. 8, штриховая кривая).

Взаимодействие нейтрино с нуклонами (рис. 8, кривая vlN) есть суммарный эффект рассеяния нейтрино на отд. кварках, составляющих эти нуклоны. При 3053-90.jpg < неск. сотен МэВ происходит упругое и квазиупругое рассеяние: ve + p 3053-93.jpg ve + p, vm + n 3053-94.jpgm- + p и т. д. С повышением энергии дополнит, вклад даёт сначала однопионное рождение (vm +p 3053-95.jpg m- + p+ + p), а затем рождение большего числа адронов. В области неск. ГэВ < 3053-96.jpg 100 т2W /mN (s 3053-97.jpg10т2W)доминируют глубоко неупругие процессы [9, 10]. Вклады от рассеяния v на отдельных кварках в сечения этих процессов суммируются некогерентно. При s << m2W сечение s 3053-98.jpg (G2s/p)x, где x = 0,2-0,3 - доля полного импульса нуклона, которую несут кварки, взаимодействующие с нейтрино Сечения растут пропорц. s, отклонение от линейного роста вследствие нарушения скейлинга Бьёр-кена (см. Масштабная инвариантностьквантовой хромодипамике незначительно. При s 3053-99.jpg m2W рост сечений vN-взаимодействия замедляется, но, в отличие от рассеяния на точечной частице, не прекратится и будет сравнительно быстрым (быстрее, чем ln2s/т2W ), что обусловлено рассеянием v на морских кварках. При s 3053-100.jpg 100 т2W заметный и возрастающий с s вклад дают т. н. полужёсткие и мягкие соударения. Для них характерны эффекты экранировки партонов (кварков и глюо-нов), коллективное испускание глюонов и т. д. Не исключено, что быстрый (быстрее ln2s/т2W ) рост s для [s 3053-101.jpg(105-106)m2W ] продолжается до значений, равных геом. размеру нуклона с учётом непрозрачности: s ~ R2Na2W 3053-102.jpg (10-33-10-32) см2 (RN - радиус нуклона, a2W = g2/4p).


3053-91.jpg

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

3053-92.jpg

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

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

Нейтринные эксперименты

1) Рассеяние3053-106.jpg, в области низких энергий, 3053-107.jpg < 10 МэВ, исследуется в экспериментах на ядерных реакторах [11]. Источником 3053-108.jpg являются цепочки b-распадов осколков деления ядер235U, 239Pu и др. В среднем на одно деление приходится 63053-109.jpg, и при мощности реактора 3000 МВт полный поток 3053-110.jpg составляет 5.1020 с-1. Спектры нейтрино быстро падающие, с характерным диапазоном 3053-111.jpg = (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 3053-112.jpg с электронами и дейтронами (напр., 3053-113.jpg + d 3053-114.jpgе+ + 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 3053-115.jpg 300 МэВ, ve- и vN-рассеяние исследуют на мезонных фабриках. Нейтринные потоки возникают здесь в цепочке распадов p+ 3053-116.jpgm+ + vm, m+ 3053-117.jpg е+ + ve + 3053-118.jpg,a сами p+ генерируются во взаимодействиях ускоренных до 500-800 МэВ протонов с ядрами мишени.

3) Рост сечений взаимодействия 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 3053-119.jpg 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, 3053-120.jpg сотни МэВ - неск. ГэВ, регистрируются большими водными черенков-скими детекторами (IMB, KAMIOKANDE), а также тонкоструктурными электронными установками (FREJUS, NUSEX). Причём треки частиц, рождаемых в нейтринном взаимодействии, могут полностью уместиться в детекторе ("включённые" события). Такие события являются осн. фоном для поиска распада протона и n 3053-121.jpg осцилляции. При более высоких энергиях нейтрино, 3053-122.jpg 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 3053-123.jpg.

5) Взаимодействия нейтрино сверхвысоких энергий, 3053-124.jpg > 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 vm и 3053-125.jpg на электронах при энергии 3053-126.jpg > 1 ГэВ, получено:

3053-127.jpg

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

3053-128.jpg

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

3053-130.jpg

Отношение сечений нейтральных токов к сечениям заряж. токов

3053-131.jpg

Электромагнитные свойства 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 (mv) и распределение электрич. заряда, характеризуемое эл--магн. радиусом <rэм>.

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

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

3053-137.jpg

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

3053-138.jpg

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 WR , переводящими правые компоненты vR в lR , со скалярными бозонами (H)как нейтральными, так и заряженными, причём константы связи v с H не обязательно подавлены фактором mv/mw. Не исключено существование скалярных нейтральных безмассовых (или очень лёгких) частиц, взаимодействующих преим. с 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 (3053-139.jpg , где se, sv, 3053-140.jpg - 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 Y1/3, H1/3, напр. (3053-141.jpg (где3053-142.jpg - зарядово-сопряжённое кварку d состояние, gm, m = 0,1,2,3 - Дирака матрицы). Эти взаимодействия нарушают сохранение барионного числа, приводя к распадам протона, в частности с испусканием нейтрино: 3053-143.jpg. Нейтринные моды 3053-144.jpg 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 |veL>, |vmL>, |vtL> (и также стерильные состояния |veR>, |vmR>, |vtR>) могут быть когерентными комбинациями (смесями) неск. состояний с определ. массами |v1>, |v3> ... При этом массы самих ve, vm и т. д. не определены. В простейшем случае смешивания двух нейтрино ve и vm:

3053-145.jpg

где q - т. н. угол смешивания; т. е. |ve> и |vm> смешиваются, если они являются ортогональными комбинациями одних и тех же состояний |v1> и |v2>. Смешивание обусловлено недиагональными членами лагранжиана 3053-146.jpg + э. с., переводящими ve в 3053-147.jpg и наоборот. При этом нарушаются лептонные числа, соответствующие ve и 3053-148.jpg. Если 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)3053-149.jpgm(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 mi, i = 1, 2. Для двухчастичных распадов следствием этого являются дополнит. пики в распределениях по импульсам лептонов, напр. мюо-на в распадах p 3053-151.jpg mvm или К3053-152.jpg mvm. У трёхчастичных распадов (35S 3053-153.jpg 36Cl + e- + 3053-154.jpg и др.) смешивание приводит к появлению изгибов (или скачков) на кривых Кёри. Положение скачка определяется энергией 3053-155.jpg Q - mi, а его высота пропорц. величине смешивания (точнее, tg2J). Отрицат. результаты поисков таких пиков и скачков дают ограничения сверху на параметры смешивания в зависимости от mv.

Осцилляции 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 3054-1.jpg (см. К-мезоны, Осцилляции элементарных частиц). В ультрарелятивистском пределе длина осцилляции - расстояние, на к-ром нейтрино возвращается в исходное состояние, равна: lv = 4p3054-2.jpg/Dm2, где Dm2 = т21 - т22. Глубина осцилляции а = sin22q, вероятность осцил-ляц. перехода ve - vm на расстоянии x от источника ve: P(ve3054-3.jpg vm) = sin22q sin2(px/lv); среднее значение вероятности: 3054-4.jpg= 1/2 sin22q.

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

Поиски осцилляции осуществляются в экспериментах на "исчезновение" и на "появление". Измеряется полное число и спектр заряж. лептонов, рождаемых пучком нейтрино на разных расстояниях от источника. В первом случае (на "исчезновение") - это лептоны того же типа l, что и исходные нейтрино vl, т. е. ведётся поиск ослабления vl-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 lv много больше расстояния источник - детектор и осцилляции не успевают развиться. Область исключённых значений sin2 (2q) и Dm2 характеризуется sin2(2qrp) - верхней границей для Dm2 при больших Dm2 и Dm2 - верхней границей для Dm2 при макс. смешивании (q = 45°). Реакторные эксперименты дают для осцилляции 3054-9.jpg , где vx = vm, vt или стерильное состояние sin22qrp = 0,16, Dm2гр = 0,008 эВ2. В экспериментах на ускорителях для осцилляции vm3054-10.jpg ve получаются соответственно значения 3·10-3 и 0,1 эВ2; для vm 3054-11.jpg vт: 4·10-3 и 0,9 эВ2. Подземные эксперименты (Баксанский нейтринный телескоп, детектор IMB, США) для моды3054-12.jpg дали sin22qrp = 0,6, Dm2гр = = 10-2 эВ2.Кроме того, исключается область параметров Dm2 = (0,3-3).10-4 эВ2 и sin22q 3054-13.jpg 0,3.

Результаты экспериментов с солнечными нейтрино содержат указания на осцилляции ve -> vx, где vx = vm,vt или стерильное нейтрино Эксперименты чувствительны к Dm23054-14.jpg10-12 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) 3054-16.jpg 0, то, вероятно, все нейтрино, кроме самого лёгкого, нестабильны. Допустимы след. моды распада.

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

3054-18.jpg

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

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

3054-22.jpg

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

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

Кроме обсуждавшихся выше т. н. обнаружимых распадов, могут быть "невидимые" распады: г) v2 3054-28.jpgv1 + +3054-29.jpg+ v1 с Г ~ Гm; д) v2 3054-30.jpg v1 + f, где f - лёгкая или безмассовая скалярная частица (напр., майорон). Этот распад может оказаться наиб. быстрым (Г ~ ~ h2m2/16p, где h - константа связи 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: Qg = Qc = 0, поэтому только нейтрино может иметь кроме дираковской массы майорановские массовые члены. На основании этого было получено соотношение: m(vl) = m2D/mR, где mD - типичная дираковская масса для данного поколения фермионов, mR - майорановская масса правой компоненты нейтрино, к-рая много больше mD 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 3054-31.jpg U(1SU5, 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 тb, "УФН", 1978, т. 124, с. 459;
  12. Козик В. С. и др., Об оценке массы ve по спектру b-распада трития в валине, пер. с англ., "Ядерная физика", 1980, т. 32, с. 301;
  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  

(время поиска примерно 20 секунд)

Знаете ли Вы, что такое "Большой Взрыв"?
Согласно рупору релятивистской идеологии Википедии "Большой взрыв (англ. Big Bang) - это космологическая модель, описывающая раннее развитие Вселенной, а именно - начало расширения Вселенной, перед которым Вселенная находилась в сингулярном состоянии. Обычно сейчас автоматически сочетают теорию Большого взрыва и модель горячей Вселенной, но эти концепции независимы и исторически существовало также представление о холодной начальной Вселенной вблизи Большого взрыва. Именно сочетание теории Большого взрыва с теорией горячей Вселенной, подкрепляемое существованием реликтового излучения..."
В этой тираде количество нонсенсов (бессмыслиц) больше, чем количество предложений, иначе просто трудно запутать сознание обывателя до такой степени, чтобы он поверил в эту ахинею.
На самом деле взорваться что-либо может только в уже имеющемся пространстве.
Без этого никакого взрыва в принципе быть не может, так как "взрыв" - понятие, применимое только внутри уже имеющегося пространства. А раз так, то есть, если пространство вселенной уже было до БВ, то БВ не может быть началом Вселенной в принципе. Это во-первых.
Во-вторых, Вселенная - это не обычный конечный объект с границами, это сама бесконечность во времени и пространстве. У нее нет начала и конца, а также пространственных границ уже по ее определению: она есть всё (потому и называется Вселенной).
В третьих, фраза "представление о холодной начальной Вселенной вблизи Большого взрыва" тоже есть сплошной нонсенс.
Что могло быть "вблизи Большого взрыва", если самой Вселенной там еще не было? Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМАФорум Рыцари теории эфира
Рыцари теории эфира
 01.10.2019 - 05:20: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вячеслава Осиевского - Карим_Хайдаров.
30.09.2019 - 12:51: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Дэйвида Дюка - Карим_Хайдаров.
30.09.2019 - 11:53: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Владимира Васильевича Квачкова - Карим_Хайдаров.
29.09.2019 - 19:30: СОВЕСТЬ - Conscience -> РУССКИЙ МИР - Карим_Хайдаров.
29.09.2019 - 09:21: ЭКОНОМИКА И ФИНАНСЫ - Economy and Finances -> КОЛЛАПС МИРОВОЙ ФИНАНСОВОЙ СИСТЕМЫ - Карим_Хайдаров.
29.09.2019 - 07:41: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Михаила Делягина - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 17:35: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Андрея Пешехонова - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 16:35: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема государственного терроризма - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 08:33: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от О.Н. Четвериковой - Карим_Хайдаров.
26.09.2019 - 06:29: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Ю.Ю. Болдырева - Карим_Хайдаров.
24.09.2019 - 03:34: ТЕОРЕТИЗИРОВАНИЕ И МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ - Theorizing and Mathematical Design -> ФУТУРОЛОГИЯ - прогнозы на будущее - Карим_Хайдаров.
24.09.2019 - 03:32: НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ - New Technologies -> "Зенит"ы с "Протон"ами будут падать - Карим_Хайдаров.
Bourabai Research Institution home page

Боровское исследовательское учреждение - Bourabai Research Bourabai Research Institution