4 Фундаментальные частицы и их взаимодействия4.1 Основные физические величины для описания явлений, происходящих в микромире Единицы измерения физических величин при описании явлений, происходящих в
микромире, подразделяются на основные и производные, которые определяются через
математическую запись законов физики. 4.1.1 Система Хэвисайда и ее связь с системой СГС В системе Хэвисайда скорость света с и постоянная Планка ћ полагаются равными
единице, т.е.
Система Хэвисайда применяется в физике высоких энергий для описания явлений,
происходящих в микромире, и основана на использовании естественных констант с и
ћ, которые являются определяющими в релятивистской и квантовой механике. Таблица 14: Числовые значения величин в системе СГС для электрона и протона
4.1.2 Планковские (естественные) единицы В естественной системе единиц Планка принято с = ћ = 1. Этой системой единиц
пользуются в космологии для описания процессов, в которых одновременно существенны квантовые и
гравитационные эффекты (теории Черных дыр, теории ранней Вселенной). При
рассмотрении гравитационных эффектов для измерения энергии, массы, длины и
времени вводится планковская шкала. t =r/c. Гравитационные эффекты существенны, когда гравитационная энергия объекта сравнима с его полной энергией. Планковская энергия Епл = Mпл/c2 ~ 1019 ГэВ. Гравитационное взаимодействие становится сильным и объединяется с тремя другими взаимодействиями: сильным, слабым и электромагнитным при Епл ~ 1019 ГэВ. 4.1.3 Фундаментальные характеристики микрообъектов В естественных системах единиц решена проблема естественной единицы длины.
Таковой можно считать комптоновскую длину волны λ0, которая определяется массой
частицы М: λ0 = ћ/Mc.
Массы объектов изменяются от 0 до m. Так, масса электрона
mе = 10-27 г, масса
протона 4.1.4 Спин элементарной частицыСпин - одна из важнейших характеристик частицы, для измерения которой используется фундаментальная константа Планка h или h = ћ/2π = 1.0544·10-27 [эрг·с]. Бозоны имеют целый спин в единицах ћ: (0,1, 2,.. .)ћ, фермионы − полуцелый (1/2, 3/2,...)ћ. В классе суперсимметричных частиц значения спинов фермионов и бозонов меняются местами.
Рис. 29 иллюстрирует физический смысл спина J по аналогии с классическим
представлением о моменте количества движения частицы с массой m = 1 г, движущейся со скоростью v = 1 см/с по окружности с радиусом
r = 1 см. В
классической физике момент количества движения 4.1.5 Производные характеристики элементарных частиц К производным характеристикам следует отнести: энергию частицы, быстроту,
заменяющую скорость для релятивистских частиц, магнитный момент и др.
В физике высоких энергий скорость частицы (β близка к 1 и для релятивистских
частиц ее трудно определить. Поэтому вместо скорости используется быстрота у,
которая связана со скоростью соотношением
. Быстрота
изменяется от 0 до ∞. Функциональная связь между скоростью частицы и быстротой показана на рис. 30. Для релятивистских частиц при β → 1, Е → р, тогда вместо
быстроты можно использовать псевдобыстроту η, которая определяется углом вылета
частицы
. 4.2 Классификация элементарных частицПонятие „элементарная частица" сформировалось с установлением дискретного характера строения вещества на микроскопическом уровне. Атомы→ ядра → нуклоны → партоны (кварки и глюоны) В современной физике термин „элементарные частицы" употребляется для
наименования большой группы мельчайших наблюдаемых частиц материи. Эта группа
частиц весьма обширна: протоны р, нейтроны n, π- и K-мезоны, гипероны,
очарованные частицы (J/ψ...) и множество резонансов (всего ~ 350 частиц). Эти
частицы получили название „адроны". Таблица 15: Свойства кварков
Поскольку каждый кварк имеет 3 цвета, в рассмотрении должны участвовать 18
кварков. Кварки не имеют структуры. Таблица 16: Свойства фундаментальных фермионов
Кроме характеристик частиц, указанных в таблице, важную роль для лептонов
играют лептонные числа: электронное Le, равное +1 для е- и νe, мюонное Lμ, равное + 1 для μ- и νμ и таонное Lτ, равное +1 для τ и ντ, которые
соответствуют ароматам лептонов, участвующих в конкретных реакциях, и являются
сохраняющимися величинами. Для лептонов барионное число В = 0. Таблица 17: Свойства фундаментальных бозонов
Рассмотрим теперь наиболее многочисленную группу элементарных
сильновзаимодействующих частиц − адронов, для объяснения структуры которых было
введено представление о кварках. Таблица 18: Свойства адронов |
Название | Масса, МэВ/с2 | Время жизни, с | Моды распада | Кварковый состав | ||||||||||||||||||||
м е з о н ы
|
Пион
π± 1-(0-+) π0 |
139.567 134.965 |
2.6·10-8 |
π± → μ± + ν π0 → γ + γ |
(u), (d) (u − d)/√2 | |||||||||||||||||||
η-мезон η0 0+(0-+) |
548.8 | Г=1.18±0.11 кэВ |
η0 → γ + γ; 3π0 →π+ + π-0 + π-- |
с1(u + d) + c2(s) | ||||||||||||||||||||
|
|
|
|
| ||||||||||||||||||||
D± D0 |
1869.3 1864.5 |
10.69·10-13 4.28·10-13 |
D± → е± + X |
(c),
(d)
(c) | ||||||||||||||||||||
F± = | 1969.3 | 4.36·10-13 | → ρ0 + π± | (c, s) | ||||||||||||||||||||
B± В0 |
5277.6 5279.4 |
13.1·10-13 13.1·10-13 |
B± →
+
π± В0 →+ π-0+ |
(u), (b)
(d), (b) | ||||||||||||||||||||
б а р и о н ы |
Протон р Нейтрон n |
938.3 939.5 |
> 1033 лет 898 ±16 |
n → р + е-+ |
uud udd | |||||||||||||||||||
Λ |
1115.6 |
2.63·10-10 | Λ→p + π- | uds | ||||||||||||||||||||
Σ+ Σ0 Σ- |
1189.4 1192 1197 |
0.8·10-10 5.8·10-20 1.48·10-10 |
Σ+→p
+ π0 Σ0 → Λ+ γ Σ- →n + π- |
uus uds dds | ||||||||||||||||||||
Ξ0 Ξ- |
1314.9 1321 |
2.9·10-10 1.64·10-10 |
Ξ0 → Λ+ π0 Ξ- → Λ + π- |
uss dss | ||||||||||||||||||||
Ω- | 1672 | 0.8·10-10 | Ω-→ Λ+ K- | sss | ||||||||||||||||||||
|
|
|
|
|
Кварковая структура адронов позволяет выделить в этой многочисленной группе
частиц нестранные адроны, которые состоят из нестранных кварков (u, d), странные
адроны, в состав которых входит странный кварк s, чармированные адроны,
содержащие с-кварк, боттом-адроны с b-кварком. В таблице представлены свойства только незначительной части адронов: мезонов и барионов. Показаны их масса, время жизни, основные моды распада и кварковый состав. Для мезонов барионное число В = 0 и лептонное число L = 0. Для барионов барионное число B = 1, лептонное число L = 0. Мезоны относятся к бозонам (целый спин), барионы - к фермионам (спин полуцелый). Дальнейшее рассмотрение свойств адронов позволяет объединить их в изотопические мультиплеты, состоящие из частиц с одинаковыми квантовыми числами (барионным числом, спином, внутренней четностью, странностью) и близкими по значению массами, но с различными электрическими зарядами. Каждый изотопический мультиилет характеризуется изотопическим спином I, который определяет полное число частиц, входящих в мультиплет, равное 2I + 1. Изоспин может принимать значения 0, 1/2, 1, 3/2, 2, ..., т.е. возможно существование изотопических синглетов, дублетов, триплетов, квартетов и т.д. Так, протон и нейтрон составляют изотопический дублет, π+-, π--, π0-мезоны рассматриваются как изотопический триплет. Более сложные объекты в микромире - атомные ядра. Атомное ядро состоит из Z протонов и N нейтронов. Сумма Z + N = А - число нуклонов в данном изотопе. Часто в таблицах приводится усредненная по всем изотопам величина, тогда она оказывается дробной. Известны ядра, для которых указанные величины находятся в пределах: 1 < А< 289, 1 < Z < 116. Перечисленные выше частицы рассматриваются в рамках Стандартной Модели. Предполагается, что за пределами Стандартной Модели может существовать еще одна группа фундаментальных частиц - суперсимметричные частицы (SUSY). Они должны обеспечить симметрию между фермионами и бозонами. В табл. 19 приводятся предполагаемые свойства этой симметрии. Таблица 19: Свойства суперсимметричных частиц
Появляется новое квантовое число: R = 3B + L + 2 J, В − барионное число, L − лептонное число, J − спин. 4.3 КинематикаДля описания процессов соударения частиц a и b с образованием частиц ci а + b → а' + b' + с1+ с2 + ... + сn наиболее часто применяются четыре системы координат:
В лабораторной системе мишень покоится, т.е. рb
= 0, Еb = mbс2, а 4-импульсы взаимодействующих
частиц будут
a{pa,
Ea/c} и
b{0, mbс}. a* + b* =0 (параметры частиц в этой системе будем обозначать знаком *). 4.3.1 Преобразования Лоренца Переход из одной системы координат в другую осуществляется с
помощью преобразований Лоренца. В физике высоких энергий и физике космических
лучей экспериментатор имеет дело со скоростями частиц, близкими к скорости света.
Поэтому при переходе от одной системы отсчета к другой нужно пользоваться
релятивистскими формулами преобразования в четырехмерном пространстве.
Если А − 4-вектор с координатами {x1x2x3x4} в L-системе, то A = L-1A*, где A*{x1*x2*x3*x4*} − 4-вектор в С-системе. Аналогичен переход из L-системы в С-систему: А* = L·A где − матрица перехода. Как известно, релятивистская механика формулируется в
четырехмерном пространстве, где сохраняется длина четырехмерного вектора.
Другими словами, длина четырехмерного вектора с координатами ж, у, z, ct
является лоренц-инвариантом. Преобразования Лоренца устанавливают связь между
координатами 4-вектора в лабораторной системе (х,у,z,ct) с его координатами в
движущейся системе, например С-системе (х*,у*,z*,ct*). x = γc(x* + vt*), у = у*, z = z*, где Для перевода 4-импульса *(px*py*pz*E*) из С-системы в L-систему
После применения матрицы L-1 получаем для отдельных компонент 4-импульса следующие соотношения: pх = γc(pх* + βсЕ*), pу = py*, pz =pz*, Е = γc(Е* - βсрх*). Для перевода 4-импульса (pxpypzE) из L-системы в С-систему применяется матрица L
После этого получим для отдельных компонент 4-импульса pх* = γc(pх − βсЕ), pу* = py, pz* =pz, Е* = γc(Е − βсрх). 4.3.2 Инварианты лоренцевских преобразований
s = (а+ b)\ t = (а − c), u = (b − c).
где δ-функция учитывает закон сохранения 4-импульса. Полный фазовый объем − это интеграл по всем импульсам частиц конечного состояния Ф(s) = ∫dФi.
в L-системе (если пренебречь массами сталкивающихся частиц): sab ~ 2(Еа·Еb - рарb)2 ~ 2Еа·mb ≈ 2раmb. Отсюда Еа = sab/2mb. Зная квадрат полной энергии в системе центра масс сталкивающихся частиц sab, можно определить эквивалентную энергию в лабораторной системе Еа. 4.4 Методы измерения поперечных сечений в разных типах взаимодействийПоперечное сечение, определяющее вероятность процесса, является основной характеристикой процесса взаимодействия.
В ядерной физике все процессы описываются с помощью поперечных сечений.
Рассмотрим методы измерения этой характеристики (рис. 31). dJ = −J0·σ·N·dx, где σ·N·dx – доля площади мишени, занятая ядрами. Изменение интенсивности пропорционально J0·N·dx с коэффициентом пропорциональности σ – эта величина называется ядерным поперечным сечением мишени для частиц пучка. Интенсивность частиц, прошедших без взаимодействия через мишень толщиной х, J{x) = J0e-Nσx. Интенсивность частиц, провзаимодействовавших в мишени. Jвз = J0(1 − e-Nσx). Величину N·σ = μ. называют коэффициентом поглощения, а λ = l/μ – средним свободным пробегом: J(x)/J0 = e-Nσx = e-x/λ. Поперечное сечение для ядерных мишеней может описывать разные процессы:
определяет процесс взаимодействия, в результате которого изменяется угол и
энергия частиц после взаимодействия. 4.5 Методы измерения поперечных сечений в сильных взаимодействиях4.5.1 Метод пропускающих счетчиковЭтот метод применяется на ускорителях с выведенными на неподвижную мишень пучками. На рис. 33 показана схема расположения детекторов установки для измерения поперечного сечения на ускорителе У-70. Детектор состоит из набора сцинтилляционных счетчиков для мониторирования пучка, черенковского счетчика С для идентификации частиц с разрешением по скорости Δβ ~ 10-6, мишени и системы пропускающих счетчиков (T1÷T12) разного размера. В эксперименте в Серпухове жидководородная мишень имела длину 3 м и содержала 21 г/см2 водорода. Каждый пропускающий счетчик регистрировал частицы в определенном интервале передаваемого импульса |ti|.
Экспериментальные данные показаны на рис. 34.
Результат аппроксимируется выражением dσ/dt = |C2+ D2+ A2+ 2CD| (С – кулоновское взаимодействие; D – действительная
часть, А – мнимая часть амплитуды, описывающей ядерное взаимодействие;
CD – кулон-ядерная интерференция). Отсюда определяется сечение
разных интервалах ti работают разные процессы взаимодействия. При ti < 0.015 проявляется кулоновское взаимодействие. В области 0.015 < ti <
0.025 возникает интерференция кулоновского и ядерного взаимодействий. При ti > 0.025 работает ядерное взаимодействие.
где ρ – отношение реальной части к мнимой части амплитуды упругого рассеяния вперед. fel(s, t = 0) = D(s,t) + iA(s,t). Можно определить полное сечение с использованием оптической теоремы другим путем, измеряя число упругих Nel и неупругих Ninel взаимодействий: Nel + Ninel = σtot, где
– светимость,
σtot – полное сечение.
Заменяя σtot измеряемыми на опыте величинами Nel и Ninel, получим полное сечение . Способы определения величин (dNel/dt)t=0, Nel, Ninel, зависят от конкретных условий эксперимента и различаются в экспериментах с выведенными пучками и в коллайдерных экспериментах. 4.5.2 Метод измерения полного сечения на ускорителе с пересекающимися пучками по светимости пучковЕсли известна светимость пучка , то число взаимодействий N = σtot·, где
I1, I2 – токи в пучках 1 и 2; с – скорость
света: α – угол между пучками: ρ1(z), ρ2(z)
– плотности потоков в пучках 1 и 2. 4.5.3 Измерение сечений рр-взаимодействий на встречных пучках с использованием Римских горшковИзмерения сечений с использованием оптической теоремы более точны, но в случае пересекающихся пучков требуется использовать детекторы, максимально приближающиеся к пучку, чтобы измерить dσ/dt при самых малых углах рассеяния. С этой целью используются детекторы, помещенные внутрь специальных цилиндров, получивших название "Римские горшки", т.к. впервые были использованы физиками, работающими в Риме. Поперечное сечение такого цилиндра, обозначенного RP, показано на рис. 35. Там же показано расположение Римских горшков относительно соударяющихся пучков протонов.
Метод с использованием Римских горшков основан на одновременной регистрации
упругого рассеяния Nel при низких t и числа
неупругих взаимодействий Ninel. σtot = Nel + Ninel. Оптическая теорема, которая связывает полное сечение с мнимой частью амплитуды упругого рассеяния вперед, приводит к следующим соотношениям:
Комбинируя эти соотношения, можно исключить машинную светимость , и полное сечение в зависимости от измеряемых величин будет определяться по формуле , где ρ = Ref(0)/Imf(0) отношение реальной части амплитуды упругого рассеяния вперед f(0) к ее мнимой части. Отношение ρ(√s) определяется независимо. 4.5.4 Метод измерения сечений в космических лучахВо всех методах измерения сечений в космических лучах используется экспоненциальная зависимость: N(x) = N0ехр(σ·nx), где N0 – число частиц, упавших на слой х, N(x) – число частиц, прошедших без взаимодействия слой х, σ
– поперечное
сечение взаимодействий, n – число слоев х.
Среди частиц N0, падающих на калориметрические устройства,
могут присутствовать любые адроны, образующиеся в атмосфере Земли над
экспериментальной установкой. В качестве мишеней используются поглотители,
помещенные между детекторами частиц. Это могут быть графитовые, железные или
свинцовые мишени. Таким образом, в этих экспериментах изучаются сечения
взаимодействия адронов с различными атомными ядрами. В калориметрах фиксируется
взаимодействие упавшего адрона с ядром мишени. Изучаются изменения числа таких
взаимодействий с глубиной калориметра. Е0
→ 1016 эВ. На рис. 37 иллюстрируются процессы взаимодействия
первичной частицы космического излучения в экспериментах для изучения поперечных
сечений.
В этом случае первичные космические частицы (большинство из которых протоны),
проходя через атмосферу Земли, генерируют ливни, которые регистрируются большим
количеством детекторов, располагающихся на уровне наблюдения (рис. 376). Е0 > 1016 эВ. Для измерения сечений взаимодействий частиц с энергией в диапазоне 1016 эВ до 1020 эВ используются данные по регистрации числа широких атмосферных ливней (ШАЛ) NШАЛ на глубине nХ. Для этой цели применяются установки, детекторы которых покрывают площади до 106 м2 и выше (рис. 38).
С помощью таких установок могут быть измерены сечения вплоть до энергий 1020 эВ. В настоящее время проводятся эксперименты для уточнения спектра первичного космического излучения до столь высоких энергий. Измерение сечений при таких энергиях пока не выполнено. 4.6 Энергетический спектр первичного космического излученияОсобый интерес представляет изучение энергетического спектра первичного космического излучения. На рис. 39 показаны экспериментальные данные об интенсивности первичных космических частиц в разных энергетических интервалах, полученные в многочисленных экспериментах. Приводятся данные для протонов и всех силыювзаимодействующих частиц, включая ядра. Отдельно показан спектр электронов, позитронов, антипротонов там, где эти частицы идентифицированы. Интенсивность космических частиц при энергии LHC составляет 104 событий на км-2 год-1 − на LHC при этой же энергии можно получить > 107 событий в один день.
Данные об энергетическом спектре первичного космического излучения особенно
интересны для решения различного рода астрофизических задач. Из рисунка видно,
что диапазон изменения энергии первичных космических частиц очень широк: от 100 до 1011 ГэВ. В разных энергетических интервалах для определения
энергии первичной частицы используются различные методики. В начальном участке
энергетического спектра энергии первичных протонов определялись по широтному
эффекту космического излучения. Благодаря существованию магнитного поля у Земли,
на экватор могут попасть частицы, энергия которых превышает 15 ГэВ. В полярные
области могут проникать частицы любых энергий.
Пока только один эксперимент (AGASA) свидетельствует об отсутствии эффекта
ГЗК и существовании UHECR. 4.7 Обсуждение результатов измерения поперечных сечений сильных взаимодействий Напомним, что процесс взаимодействия характеризуется сечением, которое
является релятивистски инвариантной величиной и имеет размерность площади [см2],
σi = Fi/F, где Fi − число реакций типа i, происходящих за время t; F
− число
|"первичных" частиц, проходящих за то же время через поперечное сечение площадью
1 см2; a σtot = ∑σi − полное сечение. Если в качестве мишени используется водород
(протон), то σtot = σel + σinel если атомное
ядро, то σtot = σel + σinel + σqinel
σtot ≤ А ln2(s/s0), А и s0 − постоянные величины, s − квадрат полной энергии в системе центра
масс. Теорема есть следствие принципов аналитичности, унитарности и
кроссинг-симметрии. σ(р) = А + В рn + C ln2(p) + D ln(р); σ в мб, р в ГэВ/с. Таблица 20: Значения коэффициентов при параметризации сечений для разных реакций и импульсов
На рис. 41 представлены результаты измерения сечений на ускорителях и в космических лучах при разных энергиях.
Реджевская модель по сравнению с аппроксимацией, представленной выше, дает другую зависимость:
Зависимости сечений от энергии в системе центра масс (с.ц.м.) по результатам
многих измерений, выполненных на ускорителях, представлены на рисунках
42-44.
4.8 Интерпретация зависимости σtot(E)
σtot ≤ А ln2(s/s0),
<Г> = 0.361 ±0.010,
σ(πp)/σ(pp) = 5/8; σ(Kp)/σ(pp) = 1/2
Таблица 21: Численные значения отношений разных сечений
4.9 Результаты измерения поперечных сечений в электромагнитных взаимодействиях В квантовой теории описание взаимодействий осуществляется в терминах обмена
специфическими квантами (бозонами), связанными с определенным типом
взаимодействия. Переносчиками электромагнитных взаимодействий являются
фотоны.
Взаимодействие на расстоянии обычно описывается в терминах потенциала поля,
действующего между частицами. В случае электромагнитного взаимодействия между
электрическими зарядами Q действует кулоновский потенциал V = Q/r. Электромагнитное взаимодействие лежит в основе всех
наблюдаемых электрических, магнитных и электромагнитных явлений. Различные
проявления электромагнитного взаимодействия широко используются при
конструировании детекторов в физике частиц и ядер, в электротехнике,
радиотехнике и электронике. Электромагнитные явления на больших расстояниях
описываются уравнениями Максвелла.
4.10 Слабые взаимодействия4.10.1 История развития представлений о слабых взаимодействиях Изучение слабых взаимодействий продолжалось длительный период.
В том же году Ферми предложил квантово-полевую теорию β-распада. Распад
нейтрона (n) есть следствие взаимодействия двух токов: адронныи ток переводит
нейтрон в протон (р), лептонный - рождает пару электрон + нейтрино. Это
4-фермионное контактное взаимодействие с константой Ферми GF =
1.436·10-49 эрг·см3 (рис. 47).
В 1960-1961 годах Глэшоу, Вайнберг, Салам высказали соображение о том, что
слабое взаимодействие не является контактным, а происходит путем обмена
промежуточными векторными бозонами W±, Z0. W± осуществляет взаимодействие через
заряженные, a Z0 − через нейтральные токи (рис. 48). j0 = e+e- + μ+μ- + τ+τ- + eνe + μνμ + τντ + u + d + s + c + b + t. Заряженный лептонный ток определяется первыми тремя слагаемыми следующей формулы, все остальные члены представляют заряженный кварковый ток:
− числовые коэффициенты (у кварковых токов). Полный заряженный ток j описывает большое количество слабых процессов.
На рис. 49 представлены диаграммы, иллюстрирующие взаимодействия нейтрино
через нейтральный и заряженный токи.
Рис. 50: Поперечные сечения для е+е--аннигиляции в адронные состояния вблизи энергии, соответствующей массе покоя Z0. Жирная линия − сечение с учетом трех поколений нейтрино, пунктирная − с учетом четырех поколений, штриховая − с учетом двух поколений. В 1999 году в эксперименте DONUT (ФНАЛ, США) впервые было зарегистрировано
ντ. В детекторе, состоящем из 250 кг ядерных фотоэмульсий, наблюдено 5 событий,
вызванных vτ с рождением τ-лептона. σ = (14.2 ±2.9)·10-42·Eν см2 получено новое значение параметра угла смешивания sin2θW = 0.2553 ±0.0019. В 2000 году при изучении K0-распадов получены наиболее точные данные о нарушении СР-инвариантности. Теория предсказывает для отношения числа долгоживущих KL-мезонов к числу короткоживущих KS по разным каналам распадов следующее поведение:
Если параметр (ε'/ε) ≠ 0, то это свидетельствует о прямом нарушении
СР-четности. В этом случае по теоретическим оценкам (ε'/ε) = (17±6)·10-4. В эксперименте оказалось, что (е'/е) = (19.2 ±4.6)·10-4. 4.10.2 Поперечное сечение для слабых взаимодействийВ слабых взаимодействиях участвуют разные частицы, но только одна частица − нейтрино − участвует только в слабых взаимодействиях. Поэтому результаты измерения сечений слабых взаимодействий приводим для взаимодействия нейтрино и антинейтрино с нуклонами (рис. 51)
Рис. 51: Сечение взаимодействия нейтрино и антинейтрино с нуклонами в зависимости от энергии по результатам многих экспериментов. Сечение взаимодействия нейтрино с нуклоном пропорционально энергии нейтрино. 4.10.3 Осцилляции нейтрино и его масса Нерешенным в физике частиц и ядер остается вопрос о величине массы нейтрино.
Для его решения проводится много экспериментов, среди которых особенно
интенсивны исследования процесса осцилляции нейтрино ve ↔ νμ
↔ ντ. Длина осцилляции (путь, на котором один аромат нейтрино переходит в другой
i/i <-> i/2) зависит от квадрата разности масс осциллирующих нейтрино 4.11 Электрослабые взаимодействияИдея, лежащая в основе теории электрослабого взаимодействия, состоит в том, что и электромагнетизм, и слабые силы есть проявления единого и более фундаментального закона природы. При очень высокой энергии (такой, при которой W- и Z-бозоны генерируются так же легко, как и фотоны) события, обусловленные этими двумя силами, должны быть неразличимы (рис. 52).
Поэтому можно объединить фотон и промежуточные векторные бозоны в семейство
из четырех частиц. В таком состоянии все эти бозоны не обладают массами. При
понижении энергии вследствие нарушения симметрии W±-, X0-бозоны приобретают
большую массу, а фотон остается безмассовым. При доступных сейчас энергиях
проявляется разница между электромагнитными и слабыми силами. Механизм,
приводящий к подобному различию между переносчиками сил, впервые обсуждался
П. Хиггсом (Эдинбург) в 1964 году. Он также постулировал, что для возникновения
масс W- и Z-частиц необходимо существование еще одной массивной частицы, которую
стали называть Хиггс-бозоном. Поиски его ведутся в экспериментах на ускорителях. А = W0 sin θW + В0
cos θW, Поля А и Z0 реально наблюдаются, причем А − это фотон, Z0 − тяжелый нейтральный бозон, порождающий один из типов слабого взаимодействия - нейтральные токи; θW − угол смешивания, или угол Вайнберга. Это свободный параметр теории, который определяется экспериментальным путем − измерением сечений процессов, протекающих за счет слабого взаимодействия. Величина угла θW определяет связь между константой g, характеризующей взаимодействие W±-бозона со слабым током, и константой е, характеризующей взаимодействие фотона с электрическим полем: е = g sin θW. Наиболее фундаментальные слабые взаимодействия происходят между лептонами и кварками, это заряженные токи νμ + d → μ- + u, e + u → е+ + d и нейтральные токи νμ + u → νμ + u, μ + e → μ + е, где u, d − это кварки, свойства которых
показаны в табл. 1. Различия между лептонами и кварками: d' = d cos θc + s sin θc, где θc − угол Каббибо, |sin θc| ≈ 0.22, θc
≈ 13°, то коэффициенты у кварковых
токов будут единичные.
В теории слабых токов состояния d', s', b', не имеющие определенных масс,
являются "истинными частицами". 4.12 Гравитационное взаимодействие В массовой шкале, изучаемой в физике высоких энергий, гравитационные
взаимодействия пренебрежимо малы по сравнению с электромагнитными и другими
фундаментальными взаимодействиями (см. п. 3.8).
если m = mp.
В настоящее время рассматривается одно из возможных объяснений, опирающееся
на идею о существовании дополнительных пространственных измерений.
Рис. 54: Схематическое изображение трехмерного мира в виде плоскости и дополнительных измерений, выходящих за пределы плоскости. Жирными черными точками изображены объекты, находящиеся в трехмерном мире. Жирные линии между ними − силовые поля, действующие между этими объектами. Тонкие линии, выходящие за пределы плоскости − силовые линии, не измеряемые в трехмерном мире и существующие в дополнительных измерениях. Существует гипотеза: при энергиях LHC (шкала ТэВ-ных энергий)
гравитационные
эффекты могут сравниться с электромагнитными и слабыми. В основе этих
рассуждений лежит новая гипотеза: фундаментальная энергетическая шкала − это
Fermi-шкала, а не Plank-шкала.
Рис. 55: Схематическое изображение возможных эффектов выноса энергии Едоп (пунктирные линии) при столкновении протонов на LHC. Вынос энергии предположительно может быть осуществлен гравитоном G. На ускорителе LHC (ЦЕРН) планируются эксперименты по поиску гравитонов в соударениях протонов высокой энергии. |