Экспериментальная ядерная физика - Мухин К.Н.
ISBN 5-283-04076-3
Скачать (прямая ссылка):
Предсказанный Е°-гиперон был открыт в 1959 г. в реакции
K-+p^Z° + K°. (116.13)
Наконец, как мы уже говорили, странность последнего, самого тяжелого С1~ -гиперона, так же как и все остальные его свойства и само существование этой частицы, были предсказаны теоретически (см. § 122). Q"-Гиперон—это изотопический синглет (Т = 0) со странностью S=— 3, которая очень естественна для частицы с трехступенчатым распадом, каждое звено которого характеризуется т«10~10с и AS=1.'
Несколько сложнее обстоит дело с систематикой АГ-мезонов. Выше было указано, что экспериментально удалось наблюдать три типа АГ-мезонов: АГ+- и А?"-мезоны с различными схемами распада [приведенными для АГ+-мезона в формуле (114.12)] и Э°-мезон, который был обнаружен по схеме распада на два заряженных л-мезона:
е°->я++л-, с9«220МэВ. (116.14)
На этом основании можно было предположить, что К+-, К~- и 8°-мезоны подобно л*- и л°-мезонам образуют изотопический триплет с Т= 1, в котором 8°-мезон играет роль нейтральной компоненты. Однако это неверно, так как для триплета z = 0 и, следовательно, (B+S)/2 = z=0. Но для АГ-мезонов В=0. Поэтому и 5=0, а это противоречит странным свойствам АГ-мезонов.
278
Глава XX. Странные частицы
Для определения изотопического спина А"-мезонов была использована реакция совместного образования Л-гиперона и 9°-мезона:
л_+/>->Л + 9°. (116.15)
В соответствии с этой реакцией 9°-мезон имеет 7^= —1/2, а возможными значениями Т являются 1/2 и 3/2. Однако значение Т = 3/2 должно быть отброшено, так как для Т=3/2 число проекций изоспина 2Г+1=4 и один из членов мультиплета должен иметь двойной заряд. Между тем частиц с двойным зарядом обнаружено не было, хотя их легко заметить по повышенной ионизации. Таким образом, единственным возможным значением изотопического спина для АГ-мезонов, согласующихся с условием их однозарядности и с реакцией (116.15), является Т=1/2.
Что касается странности АГ-мезонов, то, как показывает уравнение (116.10), для Т=1/2 она может иметь два значения: S=±\. В соответствии с этим должны существовать дублет частиц с S= + l и Гс, равными +1/2 и -1/2 (А"+ и АГ°) и зарядово-сопряженный дублет с S= — 1 и Гс, равными —1/2 и +1/2 (К~ и А10). Здесь К+- и АГ~-частицы являются зарядово-сопряженными в том же смысле, как тс+ и л ~, т.е. у них должны быть одинаковые масса, спин, время жизни, противоположные заряды (г и S) и зарядово-сопряженные схемы распада. Очевидно, что этим условиям удовлетворяют экспериментально наблюдавшиеся и описанные выше К+-и К~ -мезоны.
Вторая пара зарядово-сопряженных частиц АГ° и А^° относится к нейтральным частицам. Эти частицы наряду с перечисленными выше свойствами сходны еще и тем, что обе не имеют электрического заряда. Тем не менее это разные частицы, так как они имеют различную странность и, следовательно, по-разному взаимодействуют с веществом. В связи с этим возникла трудность с идентификацией этих частиц, так как в природе была известна только одна подходящая по свойствам нейтральная частица—8°-мезон.
Более того, детальное изучение свойств 9°-мезона (см. §118) показало, что его нельзя идентифицировать ни как АГ°-частицу, ни как А^-частицу, хотя он имеет к ним самое непосредственное отношение.
Оказалось, что 9°-мезон проявляет свойства АГ°-частицы только при образовании в процессе л ~ +/? Л + 9°, а в распаде по схеме 8°->л + + л~ ведет себя как смесь К0- и А^°-частиц, называемая АГ°-мезоном. Кроме АГ^-мезона, имеющего малое время жизни 10"10 с, должен существовать еще один
§ 116. Систематика К-мезонов и гиперонов
279
нейтральный мезон, а именно К^-мезон (с большим временем жизни и другой схемой распада)^ который также является смесью (другого состава) К0- и К^-частиц. Таким образом, в свойствах нейтральных .К-мезонов наблюдается своеобразная двойственность, заключающаяся в том, что они рождаются и взаимодействуют, как К0- и К^-частицы, а распадаются—как К$ и Kl
Эта особенность свойств нейтральных .К-мезонов позволяет включить их в схему Гелл-Мана и Нишиджимы, которая оказывается замкнутой на все странные частицы.
Схема Гёлл-Мана и Нишиджимы очень удобна для описания процессов рождения частиц. Это удобство связано с чсущест-вованием простых правил отбора для странности в сильных, электромагнитных и слабых взаимодействиях.
4. ЗАКОН СОХРАНЕНИЯ СТРАННОСТИ
а. Рождение и рассеяние странных частиц
Обобщение принципа изотопической инвариантности на все процессы, связанные с образованием, рассеянием и поглощением странных частиц, и причисление этих процессов к группе сильных взаимодействий означает, что все они протекают с сохранением изотопического спина и его проекции, а также барионного и электрического зарядов. Так как все перечисленные величины, кроме изотопического спина, сохраняются и в электромагнитных взаимодействиях, то из уравнения (116.9) следует закон сохранения странности для этих двух взаимодействий. Странность изолированной системы сохраняется в сильных и электромагнитных взаимодействиях. Таким образом, все быстрые процессы с участием странных частиц, будь то процессы их образования или взаимодействия, должны идти при постоянной суммарной странности системы. В частности, из закона сохранения странности вытекают два важных следствия:
