Akademik

Содержание:

Введение

История открытия H.

Основные свойства H.

Взаимодействия H.

Смешивание и массы H.

Введение

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

H.- 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 H., происходят в недрах Земли, её атмосфере, внутри Солнца и др. звёзд; при этом H. (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 H. с энергией ~10^-4 эВ и плотностью 300 v/см ³. Потоки высокоэнергичных H., вплоть до ~ 10²¹ эВ, генерируются во взаимодействиях космических лучей с межзвёздной средой. В лаб. условиях пучки H. создаются с помощью радиоактивных источников, ядерных реакторов, на ускорителях протонов высокой энергии (>> 1 ГэВ) и мезоннях фабриках.

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

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

История открытия H.

Гипотеза Паули. Теория Ферми. Представление о H. 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) ²¹⁰₈₄ Ро + 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 (Ch. 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 H. 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 H. (точнее, антинейтрино), и превращается в протон:

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

и электронный захват:

Первые эксперименты по обнаружению H. Несмотря на успех теории Ферми, требовались качественно новые подтверждения реальности H. как частицы. Кроме энергии H. должно уносить импульс. Первые эксперименты, проведённые в 1936 А. И. Лейпунским, дали лишь слабые указания на неколлинеарность импульсов электрона и конечного ядра в b-распаде. В 1938 А. И. Алиханов и А. И. Алиханян предложили исследовать отдачу ядра ⁷Li в реакции K -захвата: ⁷Be + е ^{- 7}Li + v_e, в к-рой импульс ⁷Li должен быть равен по величине и противоположен по направлению импульсу v_e. Эксперимент был осуществлён Дж. Алленом (J. Allen) в 1942, и его результаты оказались в согласии с предсказаниями [2].

Решающим доказательством того, что H.- физ. частица, является обнаружение её взаимодействий на нек-ром расстоянии от точки рождения. Эксперименты по поиску ионизации воздуха под действием H. 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 (H. A. Bethe) и P. Пайерлс (R. Pei-erls), используя теорию Ферми, оценили вероятность этого процесса, к-рая оказалась исключительно малой. Она соответствует тому, что H. с энергией 3 - 10 МэВ должно пройти в среднем расстояние в 100 световых лет в веществе с плотностью воды, прежде чем испытает взаимодействие. Регистрация столь редких событий стала возможной лишь после создания ядерных реакторов, являющихся мощными источниками антинейтрино, и больших водородсодержащих сцинтилляц. детекторов. Эксперимент был осуществлён Ф. Райнсом (F. Reines) и К. Коуэном (С. L. Cowan) в 1953-56 [3] (рис. 1).

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

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

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

На нетождественность v_m и v_e, т. е. частиц, к-рые рождаются вместе с мюонами и электронами, указывало отсутствие каналов распада m еg, m ее ⁺ е ^- и др. Идею о двух типах H. 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 H. от распадов (5) и (6) с ядрами мишени рождаются мюоны: v_m + np + m^- и не происходит генерации электронов. Так были открыты мюонные H. т-нейтрино. В 1975 в Станфорде (США) на встречных е ⁺ е ^- -пучках группой физиков во главе с M. Л. Перлом (M. L. Perl) в реакции е ⁺ + е ^- t⁺+ т ^- был открыт новый, тяжёлый лептон с массой ок. 1,8 ГэВ - т-лептон (см. Тау-лептон)[6]. Анализ энергетич. спектров электронов и мюонов, образующихся при распаде т-лептона. показал, что кроме е ^b или m^b рождаются ещё два H.:

Одно из них соответствует мюону пли электрону, другое - т-лептону. Отличие v_t от v_e и v_m подтверждается существованием сильных запретов на моды распада т mg, т eg, т ее ⁺ е ^-, равенством вероятностей распадов т mvv и т evv, a также отрицат. результатами поиска т-лептонов во взаимодействиях пучков v_m и v_e с веществом.

Основные свойства H.

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

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

Первый эксперимент по измерению спиральности H. был проведён в 1958 в Брукхейвене M. Голдхабером (M. Goldhaber), JI. Гродзинсом (L. Grodzins) и Э. У. Суньяром (A. W. Sunyar) (рис. 2). Он состоял в изучении K -захвата метастабильным ядром евро-пия-152:

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

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

тор (намагниченное железо) для определения поляризации g-кванта (рассеяние g зави сит от относительной поляризации g и Fe); 3 - мишень, содержащая ¹⁵²Sm (резонансное рассеяние происходит в том случае, если v и g испускаются в противоположных направле ниях); 4 -детектор; 5- свинцовая защита.

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

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

Оно следует из нижнего ограничения на возраст Вселенной и наблюдаемой скорости её расширения. Космологич. ограничение значительно сильнее верхних лаб. пределов для m(v_m) и m(v_t). Ho если H. нестабильны, ограничение (11) ослабляется и при достаточно быстрых распадах может исчезнуть.

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

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

Вейлевским и наз. двухкомпонентные безмассовые H., свободное движение к-рых описывается ур-нием Вейля. Релятивистски ковариантные ур-ния для двухкомпонентных волновых ф-ций y, отвечающих частицам со спином ¹/₂ и массой 0, были построены Г. Вейлем (H. 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 Л. Д. Ландау, Ли (Lee Tsung Dao), Ч. Янг (Yang Chen Ning), A. Ca-лам (A. Salam) предложили в связи с открытием несохранения чётности использовать одно из ур-ний Вейля, а именно: iдy/дt = i(s)y, для описания H. (здесь s - Паули матрицы). Это ур-ние определяет левое H.: l= -¹/₂. Античастица описывается сопряжённым ур-нием и имеет спиральность +¹/₂. Ур-ние Вейля инвариантно относительно U(1)-преобразований, связанных в данном случае с сохранением лептонного числа (обладает L -симметрией): L(v) = +1, L()= - 1; различие v и - абсолютно.

Mайоpановским и наз. истинно нейтральные H. Они описываются ур-нием Дирака с дополнит. условием:

где y ^с - зарядово-сопряжённая волновая ф-ция, а фактор h_c удовлетворяет равенству |h _с|² = 1 и наз. С -фазой. Такие H. впервые исследовались Э. Майораной (E. Majorana, 1937) в связи с отрицат. результатами поиска магн. момента H. (m_v). У истинно нейтральных H. вследствие (12) m_v = 0. Условие (12) сокращает число независимых решений ур-ния Дирака до двух, отличающихся только проекциями спина (спиральностями). T. о., майорановские H. двухкомпонентны, H. и антинейтрино в силу (12) совпадают, все сохраняющиеся заряды равны нулю. Ур-ние и лагранжиан свободного движения С-, P-, а также СР -инвариантны. СР -инвариантность позволяет ввести СР -фазу h _ср: = = h _срg⁰y, где g⁰ - Дирака матрица, а h _ср = +i является физически наблюдаемой величиной, определяющей вероятности безнейтринного двойного b-pac-пада, ширины распадов самого H. (если оно вообще распадается) и др.

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

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

Нетождественность H. и антинейтрино. Понятие о H. 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 H. Антинейтрино определяют как частицу, возникающую вместе с заряж. лептоном (электроном, m^-, т ^-); H. рождается при захвате лептона, антинейтрино - при поглощении антилептона и т. д. Введённые так H. и антинейтрино различаются: во взаимодействиях с др. частицами v рождают лептоны и не рождают антилептонов, напротив, рождают е ⁺, m⁺, т ⁺ и не рождают е ^-, m^-, т ^-. Впервые различие H. и антинейтрино было установлено в эксперименте P. Дейвиса (R. Davis, Брукхейвен, 1955), к-рый основывался на хлор-аргонном методе (Понтекорво, 1946) и состоял в следующем. Источником являлся атомный реактор, мишенью - бак с 10 т пер-хлорэтилена C₂Cl₄. Если совпадает с v и, значит, может рождать электрон, то должна происходить реакция +³⁷Cl е ^- + ³⁷Ar. Образующийся атом ³⁷Ar со временем T_1/2=35 сут испытывает K -захват, переходя в возбуждённый атом хлора: ³⁷Ar + е ^{- 37}Cl* + v_e. Возбуждение Cl* снимается испусканием электрона с энергией 2,8 кэВ. Этот электрон детектируют пропорц. счётчиком. Была разработана методика, позволившая из 10 т C₂Cl₄ извлекать десятки атомов аргона. Оказалось, что кол-во атомов ³⁷Ar по крайней мере в 20 раз меньше ожидаемого при = v; эффект перекрытия состояний |> и |v_e>, |( |v>|² составил не более 5%.

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

Наибольшую чувствительность к перекрытию состояний |v_e > и |> имеют эксперименты по поиску безнейтринного двойного b-распада. При таком распаде H., испущенное одним из нейтронов ядра, n p + е ^- +, взаимодействует с другим нейтроном того же ядра. В результате рождаются два электрона, а ядро увеличивает свой заряд на две единицы: ^A_ZX ^A_Z+2X + е ^- + е ^-.

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

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

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

При (V - A )-структуре взаимодействий H. и антинейтрино имеют разные киральности: v - левую, - правую (рис. 5). Если др. отличий нет (сохранение лептон-ного числа нарушено), то перекрытие состояний |v> и |> в пределе >> m_v равно |< |v>|² m²_v/ << 1; этого "спирального" подавления достаточно для того, чтобы удовлетворить эксперим. ограничениям. Если лептонное число сохраняется строго, то .

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

У майорановских H. лептонное число нарушено, v и различаются только киральностью, и их перекрытие пропорц. величине . Экспериментально об-наружимым следствием является безнейтринный двойной b-распад с вероятностью, пропорц. квадрату майо-рановской массы H. Отрицат. результат поиска такого распада позволяет поставить верхний предел для m_v. Геохим. методом, основанным на поиске дочернего изотопа, наиб. сильное ограничение получено для моды ¹²⁸Te ¹²⁸Xe + е ^-+ е ^- : T_1/2>5^.10²⁴ лет (с у. д. 90%). Отсюда следует, что m_v < (0,4-1,4) эВ. Прямыми электронными методами может быть измерен спектр энерговыделений или спектр суммарной энергии двух электронов. Лучшее ограничение, установленное т. о. для распада ⁷⁶Ge ⁷⁶Se + 2е: T_1/2 > 2^.10²⁴ лет (с у. д. 90%), соответствует m_v <(0,6 - 1,5) эВ. Эти ограничения относятся к майорановской массе H., точнее к эфф. массе (m_i - майорановские массы нейтрино v_i, имеющие примесь u_ei в электронном H.), и не противоречат большим значениям т _i, к-рые могли быть получены из кинематич. измерений.

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

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

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

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

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

Число типов лёгких H., имеющих обычные слабые взаимодействия, N _v было определено в 1989-90 по измерениям параметров Z⁰ -бозонa на е ⁺ е ^- -коллайде-рах (СЛАН) и гл. обр. LEP (ЦЕРН). Полная ширина Z⁰ зависит от N_v : Г ₂ = Г ₃ + где Г ₃ - вклад заряж. частиц, а - вклад H. одного типа. составляет т. н. невидимую ширину, поскольку H. не регистрируются. Г _н восстанавливают по измеренным G_Z, Г ₃, а также по адронной ширине и сечению в максимуме пика. По данным детекторов LEP получено = 2,95 b 0,10 в согласии с N_v= 3. T. о., новых типов H. кроме v_e, v_m, v_t не существует. N_v определяется также по величине сечения процесса в области Z⁰ резонанса (детектирование изолированного g = кванта): s_g ~ N_v.

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

Взаимодействия H.

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

Взаимодействия H. и теория Вайнберга - Глэшоу - Салама [9]. Согласно этой теории, H. имеет калибровочные и, возможно, юкавские взаимодействия. Калибровочные взаимодействия - связи с W⁺- и Z⁰ -бозонами- фиксируются тем, что левые компоненты H. и соответствующие заряж. лептоны образуют дублеты SU₂ -группы(v_l, l) _L. При этом для v_L проекция слабого изотопического спина T₃ =¹/₂ и слабый гиперзаряд Y= -1. Правые компоненты H. v_R (если существуют) являются синглетами группы SU₂ U₁: T₃(v_R) = Y(v_R) = 0. Нейтрино v_R стерильны, взаимодействий с W и Z⁰. у них нет, поэтому и заряженные, и нейтральные (см. Нейтральный ток )нейтринные токи имеют (V - A)- структуру. Константы связи H. с W- и Z⁰ -бозонами равны g/2. и g/4cosJ_w, где g - константа связи, соответствующая подгруппе SU₂, a J_w - Вайнберга угол.

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

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

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

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

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

Наиб. важные источники H. в естеств. условиях и лаб. экспериментах - b-распады атомных ядер, е ^- -захват в атомах, распады мюонов, т-лептонов, p-, К-мезонов, распады частиц, содержащих тяжёлые кварки: D, F, L _с, В, ... и т. д. Общие свойства распадов таковы.

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

2) Вероятности трёхчастичных распадов A Bv_ll ( А, В,p, К, барион, ядро) пропорц. 5-й степени энерговыделений Q : Г ₃~ G²Q⁵, где G - константа Ферми (Q т _А при m_B, m_l << т _л). Если Q >> m_l, l = е, m или е, m, т, то Г ₃ одинаковы для H. разных типов. У двухчастичных распадов мезонов: M+ v_l (M =p, К, D, F) ширина пропорц. энерговыделению и квадрату массы заряж. лептона (последнее есть следствие спирального запрета): Г ₂ ~ G²m²_lQ. Двухчастичные распады, т. о., не обладают (v_e - v_m - v_t )-универсаль-ностью: доминирует мода с наиб. тяжёлым (из допустимых для данного распада) лептоном и соответствующим H. У лёгких мезонов это p⁺ m⁺v_m, K⁺ m⁺v_m. При переходе к более тяжёлым мезонам (D, F, В) преобладающим становится трёхчастичный распад (Г ₃/Г ₂ ~ Q⁴ )и универсальность v_e - v_m, а затем v_e- v_m - v _т восстанавливается.

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

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

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

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

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

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

Взаимодействие H. с нуклонами (рис. 8, кривая v_lN) есть суммарный эффект рассеяния H. на отд. кварках, составляющих эти нуклоны. При < неск. сотен МэВ происходит упругое и квазиупругое рассеяние: v_e + p v_e + p, v_m + n m^- + p и т. д. С повышением энергии дополнит, вклад даёт сначала однопионное рождение (v_m +p m^- + p⁺ + p), а затем рождение большего числа адронов. В области неск. ГэВ < 100 т²_W/m_N (s10 т²_W )доминируют глубоко неупругие процессы[9, 10]. Вклады от рассеяния v на отдельных кварках в сечения этих процессов суммируются некогерентно. При s<< m²_W сечение s (G²s/p)x, где x = 0,2-0,3 - доля полного импульса нуклона, которую несут кварки, взаимодействующие с H. Сечения растут пропорц. s, отклонение от линейного роста вследствие нарушения скейлинга Бьёр-кена (см. Масштабная инвариантность )в квантовой хромодипамике незначительно. При s m²_W рост сечений vN-взаимодействия замедляется, но, в отличие от рассеяния на точечной частице, не прекратится и будет сравнительно быстрым (быстрее, чем ln²s/т²_W ), что обусловлено рассеянием v на морских кварках. При s 100 т²_W заметный и возрастающий с s вклад дают т. н. полужёсткие и мягкие соударения. Для них характерны эффекты экранировки партонов (кварков и глюо-нов), коллективное испускание глюонов и т. д. Не исключено, что быстрый (быстрее ln²s/ т²_W ) рост s для [s(10⁵-10⁶)m²_W ] продолжается до значений, равных геом. размеру нуклона с учётом непрозрачности: s ~ R²_Na²_W (10^-33-10^-32) см ² (R_N - радиус нуклона, a²_W = g²/4p).

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

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

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

Нейтринные эксперименты. 1) Рассеяние , в области низких энергий, < 10 МэВ, исследуется в экспериментах на ядерных реакторах [11]. Источником являются цепочки b-распадов осколков деления ядер ²³⁵U, ²³⁹Pu и др. В среднем на одно деление приходится 6, и при мощности реактора 3000 МВт полный поток составляет 5^.10²⁰ с ^-1. Спектры H. быстро падающие, с характерным диапазоном = (1-8) МэВ. Для детектирования H. 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 H.) изучаются взаимодействия с электронами и дейтронами (напр., + d е ⁺ + n + n).

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

Развиваются новые методы детектирования низко-энергетичных H., основанные на низкотемпературных болометрич. измерениях в кристаллах, регистрации возбуждений в сверхтекучем гелии, фазовых переходах в перегретых сверхпроводящих гранулах и др.

2) При больших энергиях, вплоть до 300 МэВ, ve- и vN-рассеяние исследуют на мезонных фабриках. Нейтринные потоки возникают здесь в цепочке распадов p⁺m⁺ + v_m, m⁺ е ⁺ + v_e + ,a сами p⁺ генерируются во взаимодействиях ускоренных до 500-800 МэВ протонов с ядрами мишени.

3) Рост сечений взаимодействия H. 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 H. от p-, К-распадов и "сброс пучка" на толстую мишень, позволяющий изучать "прямые" H. В первом случае нейтринный пучок формируется в распадах p- и К-мезонов, родившихся во взаимодействиях ускоренных протонов с достаточно тонкой мишенью. Необходимым элементом в такой постановке эксперимента является распадный канал (для осуществления распадов p и К). При 200 ГэВ, напр., его длина равна ок. 300 м. Между распадным каналом и детекторами H. расположены мюонный фильтр - слои железа, а также слои грунта, в к-рых поглощаются все частицы, за исключением H.

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 H. оказывается сильно подавленным. На его фоне становятся заметны H., родившиеся в распадах тяжёлых короткоживущих D, F и др. мезонов, у к-рых распад превалирует над поглощением. Практически такие H. 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 H. является атмосфера Земли - распады частиц, родившихся во взаимодействиях космич. лучей с ядрами атомов атмосферы (Марков, 1960). Взаимодействия H. низких энергий, сотни МэВ - неск. ГэВ, регистрируются большими водными черенков-скими детекторами (IMB, KAMIOKANDE), а также тонкоструктурными электронными установками (FREJUS, NUSEX). Причём треки частиц, рождаемых в нейтринном взаимодействии, могут полностью уместиться в детекторе ("включённые" события). Такие события являются осн. фоном для поиска распада протона и n осцилляции. При более высоких энергиях H., 10 ГэВ, осн. часть регистрируемых событий- мюоны, пересекающие детектор. Они рождаются атмосферными H. в грунте вблизи установок. Преимуществом обладают детекторы, способные определить направление прихода мюона (Баксанский нейтринный телескоп). Особый интерес представляют события, когда H. приходит из нижней полусферы Земли: в этом случае расстояние источник - детектор равно 2 .

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

Информация о взаимодействиях H. с энергиями вплоть до 10²⁰ эВ может быть получена из исследований широких атм. ливней, развивающихся под большими углами к вертикали (установка "Мушиный глаз", Канада).

Результаты нейтринных экспериментов находятся в хорошем согласии с предсказаниями теории ВГС. В частности, для упругого рассеяния v_m и на электронах при энергии > 1 ГэВ, получено:

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

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

Отношение сечений нейтральных токов к сечениям заряж. токов

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

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

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

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

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

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

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

Смешивание и массы H.

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

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

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

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

Осцилляции H. [13]. Осцилляциями H. наз. процесс периодич. изменения свойств нейтринного пучка - превращения одного типа H. в другой (другие). Гипотеза об осцилляциях H. была выдвинута в 1957 Понтекорво в связи с возможностью несохранения лептон-ного числа и по аналогии с осцилляциями (см. К-мезоны, Осцилляции элементарных частиц). В ультрарелятивистском пределе длина осцилляции - расстояние, на к-ром H. возвращается в исходное состояние, равна: l_v = 4p/Dm², где Dm² = т²₁ - т²₂. Глубина осцилляции а =sin²2q, вероятность осцил-ляц. перехода v_e - v_m на расстоянии x от источника v_e: P(v_e v_m) = sin²2q sin²(px/l_v); среднее значение вероятности: = ¹/₂ sin²2q.

Выделяют два осн. типа осцилляции - осцилляции по аромату: v_e v_m, v_e v_t, v_m v _т и осцилляции в стерильные состояния (осцилляции v ). В первом случае с расстоянием изменяются взаимодействия пучка H., обусловленные заряж. токами, и не меняются, согласно теории ВГС, взаимодействия, обусловленные нейтральными токами. Напр., исходный v_e -пy-чок в процессе распространения будет рождать m или т и т. д. Во втором случае подавляются оба типа взаимодействий.

Поиски осцилляции осуществляются в экспериментах на "исчезновение" и на "появление". Измеряется полное число и спектр заряж. лептонов, рождаемых пучком H. на разных расстояниях от источника. В первом случае (на "исчезновение") - это лептоны того же типа l, что и исходные H. v_l, т. е. ведётся поиск ослабления v_l -потока. Во втором случае - это лептоны, не соответствующие типу исходного H. Результаты экспериментов носят отрицат. характер, и это означает в предельных случаях малость либо величины угла смешивания, при к-рой глубина осцилляции меньше чувствительности установки (Dm² - любая), либо - Dm² (q - любой), когда l_v много больше расстояния источник - детектор и осцилляции не успевают развиться. Область исключённых значений sin² (2q) и Dm² характеризуется sin²(2q_rp) - верхней границей для Dm² при больших Dm² и Dm² - верхней границей для Dm² при макс. смешивании (q = 45°). Реакторные эксперименты дают для осцилляции , где v_x = v_m, v_t. или стерильное состояние sin²2q_rp = 0,16, Dm² _гр = 0,008 эВ ². В экспериментах на ускорителях для осцилляции v_m v_e получаются соответственно значения 3·10^-3 и 0,1 эВ ²; для v_m v _т: 4·10^-3 и 0,9 эВ ². Подземные эксперименты (Баксанский нейтринный телескоп, детектор IMB, США) для моды дали sin²2q_rp = 0,6, Dm² _гр = =10^-2 эВ ².Кроме того, исключается область параметров Dm² = (0,3-3)^.10^-4 эВ ² и sin²2q 0,3.

Результаты экспериментов с солнечными H. содержат указания на осцилляции v_e -> v_x, где v_x= v_m,v_t или стерильное H. Эксперименты чувствительны к Dm²10^-12 эВ ² 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) эВ ². Регистрация H. от гравитац. коллапсов позволяет исследовать ещё больший диапазон Dm², sin²2q.

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

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

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

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

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

в) Распад v₂ v₁gg может быть значительно быстрее предыдущего: его вероятность не содержит фактора (m_l/т _W)⁴·. Для этого распада справедливы те же ограничения, что и для однофотонного.

Кроме обсуждавшихся выше т. н. обнаружимых распадов, могут быть "невидимые" распады: г) v₂ v₁ + ++ v₁ с Г ~ Г _m; д) v₂ v₁ + f, где f - лёгкая или безмассовая скалярная частица (напр., майорон). Этот распад может оказаться наиб. быстрым (Г ~ ~ h²m₂/16p, где h - константа связи H. с f), и устранить космологич. ограничение (11) на массы H.

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

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

Лит.:1) Паули В., К старой и новой истории нейтрино, пер. с нем., в кн.: Теоретическая физика XX в., M., 1962; Понтекорво Б. M., Страницы развития нейтринной физики, "УФН", 1983, т. 141, с. 675; 2) Алиханов А. И., Слабые взаимодействия. Новейшие исследования b-распада, M., 1960; Ал-лен Дж., Нейтрино, пер. с англ., M., 1960; 3) Rсines F., Cowan C. L. Jr., Detection of the free neutrino, "Phys. Rev.", 1953, v. 92, p. 830; Pейнес Ф., Коуэн К. Л. мл., Нейтрино, пер. с англ., "УФН", 1957, т. 62, с. 391; 4) Mарков M. А., Нейтрино, M., 1964; 5) 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; Fейнбеpг Дж., Ледерман Л. M., Мюон и мюонное нейтрино, в кн.: Нейтрино, пер. с англ., M.,1970; 6) Perl M.L.и др., Properties of anomalous em events produced in e⁺e^- annihilation, "Phys. Lett.", 1976, v. 63В, p. 466; Азимов Я. И., Франкфурт Л. Л., Xозе В. А., Новая частица в е ⁺ е ^- -аннигиляции - тяжелый лептон т ^b, "УФН", 1978, т. 124, с. 459; 7) Козик В. С. и др., Об оценке массы v_e по спектру b-распада трития в валине, пер. с англ., "Ядерная физика", 1980, т. 32, с. 301; 8) Геpштейн С. С., Зельдович Я. Б., Масса покоя мюонного нейтрино и космология, "Письма в ЖЭТФ", 1966, т. 4, с. 174; Зельдович Я. Б., Хлопов M. Ю., Масса нейтрино в физике элементарных частиц и космологии ранней Вселенной, "УФН", 1981, т. 135, с. 45; 9) Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, 2 изд., M., 1990; 10) Биленький С. M., Лекции по физике нейтринных и лептон-нуклонных процессов, M., 1981; 11) Боровой А. А., Нейтринные эксперименты на реакторах, "ЗЧАЯ", 1980, т. 11, с. 92; 12) Epмолов П. Ф., Mухин А. И., Нейтринные эксперименты при высоких энергиях, "УФН", 1978, т. 124, с. 385; 13) Биленький С, M., Понтекорво Б. M., Смешивание лептонов и осцилляции нейтрино, УФН", 1977, т. 123, с. 181; 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.