7 A więc to są cząstki W Rozdział, w którym fizycy formułują chromodynamikę kwantową, odkrywają kwark powabny i znajdują cząstki W i Z dokładnie tam, gdzie przewidzieli. Okazało się, że tajemnica istnienia

Rozdział 2 CZĄSTECZKI IDENTYCZNE § 1. Cząstki Bosego i cząstki Fermiego§ 2. Stany z dwiema cząstkami Bosego§ 3. Stany z n cząstkami Bosego§ 4. Emisja i absorpcja fotonów§ 5. Widmo ciała absolutnie czarnego§ 6. Ciekły hel § 7. Zasada zakazu. Powtórzmy: Rozdz. 41 (nr 4) „Brownan

II. Jak odkrywane są cząstki subatomowe? Jeśli zderzysz ze sobą energetyczne protony, otrzymasz cząstki, które są znacznie masywniejsze niż oryginalne. Ale jeśli cząstki powstające w akceleratorach są tak masywne, po co nam w ogóle akceleratory? Prawdopodobnie gigantyczne cząstki są łatwe

IV. W jaki sposób cząstki zyskują całą swoją wagę? Złoty wiek kwarków (t = 10–12 do 10–6 sekund) Patrząc dalej w przeszłość, obserwujemy ogólną tendencję. Wszechświat staje się coraz gorętszy, cząstki stają się coraz bardziej energetyczne, co zwykle oznacza, że ​​tak właśnie jest

Aby wyjaśnić cechy rozwiązania równania Schrödingera, rozważmy zachowanie mikrocząstki w jednowymiarowej nieskończenie głębokiej „studni” potencjału. Tego typu potencjał interakcji nie jest obserwowany w przyrodzie, ale jest najprostszy i może wykazać główne cechy rozwiązania (jest najbliższy potencjałowi stosowanemu przy rozważaniu zachowania elektronu w metalu). Taką potencjalną „dziurę” opisują następujące zależności dla: energia potencjalna(ryc. 4):

U = ¥ w obszarach 1, 3 dla x< 0 и x >A; U = 0 w obszarze 2 dla 0>x>a.

Ryc.4. Wykres potencjału jednowymiarowej nieskończenie głębokiej „dziury”.

Napiszmy stacjonarne równanie Schrödingera dla obszarów 1, 3, gdzie U=¥

, (1.14)

jego jedynym możliwym rozwiązaniem jest j=0. Oznacza to, że prawdopodobieństwo znalezienia cząstki w tych obszarach wynosi zero i cząstka nie może tam przeniknąć.

Dla obszaru 2 stacjonarne równanie Schrödingera ma postać

, (1.15)

z teorii równań różniczkowych wynika, że ​​jej rozwiązanie ma postać

Ze względu na wymóg ciągłości funkcji j musi ona być równa zeru w punktach x=0 i x=a, co wynika z rozwiązania dla obszarów 1, 3. Wynika z tego, że relacje Asin(0)+Bcos Musi być spełnione (0)=0, Asin(ka)+Bcos(ka)=0 i zgodnie z matematyką będzie tak, gdy B=0 i ka=pn, gdzie n jest liczbą całkowitą. Również niezbędny warunek normalizacji (1.12) w tym zadaniu ma postać

, (1.17)

biorąc tę ​​całkę, otrzymujemy i w rezultacie mamy końcowe wyrażenie dla możliwe rozwiązania Równania Schrödingera w zadanym problemie

. (1.18)

Rozwiązanie to pokazuje, że zachowanie mikrocząstki w jednowymiarowej, nieskończenie głębokiej „studni” potencjału może być różne w zależności od wartości liczby n, nazywa się ją liczbą kwantową i traktuje się ją jako liczbę możliwy stan mikrocząstki.

Rozważmy wykresy funkcji j 2 (ryc. 5), która zgodnie z (1.8) określa prawdopodobieństwo znalezienia cząstki w różne punkty„doły” dla różnych stanów.

Ryc.5. Wykresy prawdopodobieństwa znalezienia cząstki w nieskończenie głębokiej „studni” potencjału dla n = 1, 2, 3. Poziome, cienkie linie odpowiadają wartościom energii stanów (schemat energii lub poziomy możliwych energii układu), grube linie odpowiadają funkcji j 2.

Z rysunku 5 wynika, że ​​w stanie drugim i trzecim mikrocząstka nie może znajdować się w niektórych punktach „studni” A, B, C, ale może znajdować się pomiędzy tymi punktami. Ponadto widać, że minimalna wartość energii całkowitej E 1, która w obszarze 2 jest energią kinetyczną, nie jest równa zeru, co oznacza, że ​​cząstka znajduje się w ruchu ciągłym. To zachowanie mikrocząstki różni się znacząco od zachowania makrocząstek i powoduje, że klasyczne pojęcie trajektorii nie ma zastosowania w mechanice kwantowej.

Korzystając ze znalezionych zależności ka = pn i (1.16) otrzymujemy wyrażenie na całkowitą energię cząstki

(1.19)

co pokazuje, że energia cząstki wynosi różne stany różne i ściśle określone (posiada dyskretne widmo). Cząstka nie może mieć innych wartości energii; możliwe wartości dyskretne nazywane są kwantowymi poziomami energii. Podobna kwantyzacja mikrocząstek może nastąpić także w przypadku innych parametrów: pędu, momentu pędu.

Jeśli w ten sam sposób rozważymy więcej prawdziwa sytuacja, gdy cząstka znajduje się w jednowymiarowej „studni” potencjału o skończonej głębokości (U = Uo w obszarach 1,3 dla x< 0 и x >A; U = 0 w obszarze 2 dla 0 > x > a), wówczas w odróżnieniu od studni nieskończenie głębokiej funkcja j 2 w obszarach 1, 3 nie będzie równa zeru nawet przy niskich energiach cząstek (rys. 6) .

Ryc.6. Wykresy prawdopodobieństwa znalezienia cząstki w potencjalnej „studni” o skończonej głębokości dla n = 1, 2, 3.

Oznacza to, że cząstka może wyjść poza potencjalną „studnię”, nawet jeśli jej energia jest mniejsza niż Uo, co nie ma miejsca w mechanice klasycznej. Podobne zjawisko obserwuje się rozważając zachowanie mikrocząstki w pobliżu jednowymiarowej „bariery” potencjału (U = 0 w obszarach 1,3 dla x< 0 и x >A; U = Uo w obszarze 2 dla 0 > x > a). Jeśli w tym przypadku rozwiążemy równanie Schrödingera, okaże się, że cząstka o energii mniejszej niż Uo może przejść przez tę „barierę”.

Takie zjawiska cząstek niskoenergetycznych przechodzących przez bariery potencjału mają charakter czysto kwantowy i nazywane są „efektami tunelowymi”. Zjawiska te obserwuje się eksperymentalnie z mikrocząstkami w różne sytuacje: emisja polowa - uwolnienie elektronów poza metale w niskich temperaturach, autojonizacja - uwolnienie elektronów z atomów i cząsteczek pod wpływem słabego pola elektrycznego, gdy energia pola nie jest wystarczająca do wybicia elektronu z punktu widzenia mechanika klasyczna. W fizyce cząstek podobne zjawisko obserwowane w promieniowaniu radioaktywnym, gdy cząstki alfa uciekają z jąder atomów.

Bardzo ważne dla fizyka atomowa polega na rozważeniu zachowania mikrocząstki w polu siłowym, gdy energia potencjalna zależy od współrzędnej x zgodnie z prawem , przypadek ten odpowiada w mechanice klasycznej drganiom harmonicznym ciała o masie m z częstotliwością cykliczną wo (oscylator harmoniczny). W przybliżeniu takie wibracje w świecie mikrocząstek występują podczas ruchu atomów w cząsteczce, a także podczas wibracji cząsteczek wokół węzłów sieci krystalicznej w ciałach stałych.

W mechanice klasycznej oscylator harmoniczny może mieć dowolną energię całkowitą E, a jego maksymalne wychylenie z położenia równowagi (amplituda drgań) x o jest ograniczone i powiązane z energią zależnością . W mechanice kwantowej do analizy charakterystyki ruchu oscylatora harmonicznego konieczne jest rozwiązanie równania Schrödingera przy zadanej energii potencjalnej

. (1.20)

Rozwiązanie takiego równania różniczkowego w formie analitycznej jest dość trudne, ale cechy jakościowe podobnie jak w poprzednich przypadkach. Rysunek 7 przedstawia wykresy otrzymanego rozwiązania i możliwych wartości energii.

Ryc.7. Wykresy prawdopodobieństwa znalezienia oscylatora harmonicznego dla n = 0, 1, 2. Poziome, cienkie linie pokazują wartości energii stanów (schemat energii lub poziomy możliwych energii układu), grube linie pokazują j 2 , linie przerywane pokazują rodzaj potencjału.

Możliwe wartości dla całkowitej energii podczas rozwiązywania są określone przez wzór

Ze wzoru wynika, że ​​całkowita energia oscylatora harmonicznego jest również skwantowana, a jej minimalna wartość przy n = 0 jest różna od zera, podobnie jak w poprzednich przypadkach.

Obecność energii punktu zerowego jest efektem czysto kwantowym, oznacza to, że nawet w obszarze zerowej energii potencjalnej cząstka ma niezerową energię kinetyczną i niezerowy pęd. Oznacza to, że mikrocząstka jest w ciągłym ruchu i nie może znajdować się w całkowitym spoczynku. Potwierdzenie występowania oscylacji punktu zerowego uzyskano w doświadczeniach dotyczących rozpraszania światła w kryształach. Według, w temperaturze zera absolutnego Kelvina, drgania atomów wokół węzłów sieć krystaliczna w związku z tym nie powinno być żadnego rozpraszania światła spowodowanego tymi wibracjami. Eksperymenty pokazują, że intensywność światła rozproszonego maleje wraz ze spadkiem temperatury, ale nawet w temperaturach bardzo bliskich zera absolutnego natężenie światła rozproszonego nie jest zerowe, co świadczy o występowaniu oscylacji punktu zerowego.

Wszystkie powyższe możliwości rozwiązań równania Schrödingera oraz obecność w eksperymentach efektów wyjaśnionych na rozważanych przykładach wskazują na potrzebę zastosowania kwantowo-mechanicznego opisu zachowania mikrocząstek.

12.4. Energia cząstki relatywistycznej

12.4.1. Energia cząstki relatywistycznej

Całkowita energia cząstki relatywistycznej składa się z energii spoczynkowej cząstki relatywistycznej i jej energii kinetycznej:

mi = mi 0 + T ,

Równoważność masy i energii(wzór Einsteina) pozwala nam wyznaczyć energię spoczynkową cząstki relatywistycznej i jej energię całkowitą w następujący sposób:

• energia spoczynkowa -

mi 0 = m 0 do 2 ,

gdzie m 0 jest masą spoczynkową cząstki relatywistycznej (masą cząstki w jej własnym układzie odniesienia); c jest prędkością światła w próżni, c ≈ 3,0 ⋅ 10 8 m/s;

• całkowita energia -

E = mc2,

gdzie m jest masą poruszającej się cząstki (masa cząstki poruszającej się względem obserwatora z relatywistyczną prędkością v); c to prędkość światła w próżni, c ≈ 3,0 ⋅ 10 8 m/s.

Zależność między masami m 0 (masa cząstki w spoczynku) i m (masa poruszającej się cząstki) są określone przez wyrażenie

Energia kinetyczna cząstkę relatywistyczną wyznacza różnica:

T = mi - mi 0 ,

gdzie E jest całkowitą energią poruszającej się cząstki, E = mc 2 ; E 0 - energia spoczynkowa określonej cząstki, E 0 = m 0 c 2 ; masy m 0 i m są powiązane wzorem

m = m 0 1 - v 2 do 2 ,

gdzie m 0 jest masą cząstki w układzie odniesienia, względem którego cząstka pozostaje w spoczynku; m jest masą cząstki w układzie odniesienia, względem której cząstka porusza się z prędkością v; c to prędkość światła w próżni, c ≈ 3,0 ⋅ 10 8 m/s.

Wyraźnie energia kinetyczna cząstkę relatywistyczną definiuje wzór

T = m do 2 - m 0 do 2 = m 0 do 2 (1 1 - v 2 do 2 - 1) .

Przykład 6. Prędkość cząstki relatywistycznej wynosi 80% prędkości światła. Oblicz, ile razy całkowita energia cząstki jest większa od jej energii kinetycznej.

Rozwiązanie . Całkowita energia cząstki relatywistycznej składa się z energii spoczynkowej cząstki relatywistycznej i jej energii kinetycznej:

mi = mi 0 + T ,

gdzie E jest całkowitą energią poruszającej się cząstki; E 0 - energia spoczynkowa określonej cząstki; T jest jego energią kinetyczną.

Wynika z tego, że różnica polega na energii kinetycznej

T = mi - mi 0 .

Wymagana ilość to stosunek

mi T = mi mi - mi 0 .

Aby uprościć obliczenia, znajdźmy odwrotność pożądanej wartości:

T mi = mi - mi 0 mi = 1 - mi 0 mi ,

gdzie mi 0 = m 0 do 2 ; mi = mc2; m 0 - masa spoczynkowa; m jest masą poruszającej się cząstki; c jest prędkością światła w próżni.

Podstawienie wyrażeń E0 i E do stosunku (T/E) daje

T mi = 1 - m 0 do 2 m do 2 = 1 - m 0 m .

Zależność między masami m 0 i m określa wzór

m = m 0 1 - v 2 do 2 ,

gdzie v jest prędkością cząstki relatywistycznej, v = 0,80c.

Wyraźmy stąd stosunek mas:

m 0 m = 1 - v 2 do 2

i podstaw go do (T/E):

T mi = 1 - 1 - v 2 do 2 .

Obliczmy:

T mi = 1 - 1 - (0,80 do) 2 do 2 = 1 - 0,6 = 0,4.

Wymagana ilość to odwrotny stosunek

mi T = 1 0,4 = 2,5 .

Całkowita energia cząstki relatywistycznej przy wskazanej prędkości przekracza jej energię kinetyczną 2,5 razy.

We wszystkich przypadkach opisanych w poprzednich rozdziałach ściśle przestrzegano praw ochronnych. Kiedy któreś z praw okazywało się niedoskonałe, należało je interpretować inaczej. W ten sposób stare prawo zachowania masy zostało rozszerzone i przekształcone w bardziej prawo zwyczajowe oszczędność energii. Z drugiej strony, gdy oczekiwane zdarzenia w rzeczywistości nie miały miejsca, wymyślano nowe prawo zachowania (jak to miało miejsce w przypadku prawa zachowania liczby barionowej). Jednak nie zawsze łatwo jest udowodnić, że prawa ochrony są dokładnie spełnione. Szczególnie tajemnicza sytuacja zaistniała u zarania rozwoju fizyki jądrowej podczas badania energii kinetycznej cząstek emitowanych przez substancje radioaktywne.

Energię cząstki α można określić, mierząc masy początkowego jądra radioaktywnego, cząstki α i jądra końcowego. Całkowita masa cząstki a i końcowego jądra powinna być nieco mniejsza od masy jądra początkowego, a równoważnik energetyczny brakującej masy powinien być równy energii kinetycznej cząstki a. Fizycy byli w stanie z dużą dokładnością zmierzyć masy różnych jąder i innych cząstek dopiero w latach dwudziestych naszego wieku. Wyciągnęli jednak kilka ważnych wniosków dotyczących energii cząstek, nie znając dokładnych wartości mas.

Weźmy pod uwagę tor-232, który rozpada się na cząstkę (hel-4) i rad-228. Wszystkie jądra toru-232 mają identyczne masy. Masy wszystkich jąder radu-228 również mają tę samą wartość, podobnie jak masy wszystkich cząstek a. Nie znając wielkości tych mas, nadal możemy powiedzieć, że za każdym razem, gdy atom toru-232 emituje cząstkę β, deficyt masy powinien być taki sam, a zatem energia kinetyczna cząstek β powinna być taka sama. Innymi słowy, tor-232 powinien emitować cząstki a o tej samej energii.

Jak określić energię kinetyczną cząstek? Wiadomo, że im większa energia cząstki, tym głębiej wnika ona w materię. ?-Cząstki są zatrzymywane przez bardzo cienką warstwę substancji stałej, ale mogą przechodzić przez warstwę powietrza o grubości kilku centymetrów. Jednocześnie cząstki β w sposób ciągły przekazują energię cząsteczkom powietrza, z którymi się zderzają, stopniowo zwalniają i wychwytując elektrony, ostatecznie stają się zwykłymi atomami helu. W tym stanie nie można ich już wykryć metodami stosowanymi do wykrywania cząstek a, więc w rzeczywistości znikają.

cząstki a można wykryć za pomocą warstwy związku chemicznego zwanego siarczkiem cynku. Za każdym razem, gdy cząstka uderza w taką warstwę, powoduje słaby błysk światła. Jeśli umieścisz w pobliżu źródła cząstek? (powiedzmy kawałek toru-232 w ołowianym pojemniku z bardzo wąskim otworem) licznik scyntylacyjny, wówczas liczba błysków będzie odpowiadać liczbie wygenerowanych cząstek a. Jeśli licznik scyntylacyjny będzie umieszczany coraz dalej od źródła, cząstki β będą musiały przechodzić przez coraz większą ilość powietrza, aby do niego dotrzeć. Gdyby cząstki α były emitowane o różnych energiach, to te o najniższej energii znikałyby bardzo szybko, bardziej „energetyczne” cząstki α przemieszczałyby się w powietrzu na większą odległość itd. W efekcie, w miarę oddalania się licznika scyntylacyjnego od źródła, liczba cząstek α ​​wpadających do licznika powinna stopniowo maleć. Jeżeli cząstki a byłyby emitowane z tą samą energią, wszystkie podróżowałyby w powietrzu tą samą drogą. W rezultacie licznik scyntylacyjny musiałby rejestrować taką samą liczbę cząstek w miarę oddalania się od źródła, aż do pewnego punktu krytycznego, powyżej którego nie zarejestrowałby ani jednego błysku.

To właśnie zjawisko zaobserwował angielski fizyk William Henry Bragg w 1904 roku. Prawie wszystkie cząstki β emitowane z jąder tego samego pierwiastka miały tę samą energię i tę samą zdolność penetracji. Wszystkie cząstki toru-232 przeszły przez warstwę powietrza o grubości 2,8 cm, wszystkie? - cząstki radu-226 - 3.3 cm, cząstki a?-polonu-212 - 8.6 cm. Faktycznie, są pewne odstępstwa. W 1929 roku odkryto, że niewielka część cząstek z tego samego jądra radioaktywnego może mieć niezwykle wysoką energię kinetyczną i większą siłę penetracji niż reszta. Dzieje się tak dlatego, że oryginalne jądro promieniotwórcze może znajdować się w jednym z nich stany wzbudzone. W stanach wzbudzonych jądra mają więcej energii niż w normalnym miejscu warunek podstawowy. Kiedy jądro emituje cząstkę β w stanie wzbudzonym, cząstka β otrzymuje dodatkowa energia. W rezultacie oprócz głównej grupy cząstek a powstają małe grupy cząstek a o większej sile penetracji, po jednej grupie dla każdego stanu wzbudzonego.

Kiedy jądro radioaktywne powstaje w wyniku rozpadu innego jądra, czasami od chwili powstania znajduje się ono w stanie wzbudzonym. Wtedy większość emitowanych przez nią β-cząstek ma niezwykle wysoką energię, a β-cząstki o niższej energii tworzą małe grupy. Tworzą się te oddzielne grupy cząstek a (od 2 do 13) o różnych energiach widmoβ-cząstki danego jądra. Zgodnie z oczekiwaniami każda składowa widma odpowiada jednemu ze stanów wzbudzonych jądra. Zatem spełniona jest zasada zachowania energii cząstek?, czego nie można powiedzieć w przypadku cząstek?.

Gdyby wszystkie wnioski wyciągnięte dla cząstek a miały zastosowanie do cząstek a i spełnione zostałyby rozważane zależności energetyczne, wszystkie cząstki a powstające podczas rozpadu jąder miałyby tę samą energię kinetyczną. Jednak już w roku 1900 powstało wrażenie, że cząstki? emitowane są z dowolną energią aż do pewnej wartości maksymalnej. W ciągu następnych piętnastu lat dowody stopniowo gromadziły się, aż stało się całkowicie jasne, że energie cząstek β tworzą widmo ciągłe.

Każde jądro, emitując cząstkę podczas rozpadu, traci pewną ilość masy. Spadek masy musi odpowiadać wielkości energii kinetycznej cząstki a. W tym przypadku energia kinetyczna cząstki któregokolwiek ze znanych nam jąder promieniotwórczych nie przekracza energii odpowiadającej ubytkowi masy. Zatem spadek masy podczas dowolnego rozpadu promieniotwórczego odpowiada maksymalnej wartości energii kinetycznej cząstek β powstających podczas tego rozpadu.

Jednak zgodnie z zasadą zachowania energii żadna z cząstek a nie powinna mieć energii kinetycznej mniejszej niż energia odpowiadająca ubytkowi masy, czyli maksymalna energia kinetyczna cząstki a również powinna być minimalna. W rzeczywistości tak nie jest. Bardzo często?-cząstki emitowane są z mniejszą energią kinetyczną niż należy się spodziewać, z maksymalną wartością odpowiadającą prawu

Jest mało prawdopodobne, aby zachowanie energii zostało osiągnięte nawet przez jedną cząstkę β. Niektóre?-cząstki mają energię kinetyczną nieco mniejszą od wartości maksymalnej, inne - znacznie mniejszą, jeszcze inne - znacznie mniejszą. Najczęstszą wartością energii kinetycznej jest jedna trzecia wartości maksymalnej. Ogólnie rzecz biorąc, nie można wykryć ponad połowy energii, która powinna powstać w wyniku spadku masy podczas rozpadów promieniotwórczych, któremu towarzyszy powstawanie cząstek β.

Już w latach dwudziestych wielu fizyków było skłonnych porzucić prawo zachowania energii, przynajmniej w odniesieniu do procesów, w których powstają cząstki β. Perspektywa była niepokojąca, ponieważ we wszystkich pozostałych przypadkach prawo pozostawało sprawiedliwe. Ale czy istnieje inne wyjaśnienie tego zjawiska?

W 1931 roku Wolfgang Pauli postawił następującą hipotezę: cząstka β nie otrzymuje całej energii ze względu na to, że powstaje druga cząstka, która zabiera resztę energii. Energię można rozłożyć pomiędzy dwiema cząstkami w dowolnych proporcjach. W niektórych przypadkach prawie cała energia jest przekazywana elektronowi i wtedy ma on prawie maksymalną energię kinetyczną, co jest równoznaczne ze spadkiem masy.

Czasami prawie cała energia jest przekazywana drugiej cząstce, wówczas energia elektronu wynosi w rzeczywistości zero. Kiedy energia rozkłada się bardziej równomiernie pomiędzy dwiema cząstkami, elektron ma pośrednie wartości energii kinetycznej.

Która cząstka spełnia hipotezę Pauliego? Pamiętajmy, że cząstki? pojawiają się, gdy neutron wewnątrz jądra zamienia się w proton. Rozważając przemianę neutronu w proton, niewątpliwie łatwiej jest poradzić sobie z neutronem swobodnym. Kiedy Pauli po raz pierwszy zaproponował swoją teorię, neutron nie został jeszcze odkryty. Możemy skorzystać z perspektywy czasu.

Kiedy wolny neutron rozpada się na proton i elektron, ten ostatni wylatuje z dowolną energią kinetyczną aż do maksimum, które jest w przybliżeniu równe 0,78 Mev. Sytuacja przypomina emisję cząstki α przez jądro radioaktywne, dlatego też rozważając rozpad wolnego neutronu należy wziąć pod uwagę cząstkę Pauliego.

Oznaczmy cząstkę Pauliego X i spróbujmy poznać jego właściwości. Zapiszmy reakcję rozpadu neutronów:

N> p ++ e-+ X.

Jeżeli podczas rozpadu neutronu spełniona jest zasada zachowania ładunku elektrycznego, X- cząstka musi być neutralna. Rzeczywiście, 0 = 1–1 + 0. Kiedy neutron rozpada się na proton i elektron, utrata masy wynosi 0,00029 jednostki w skali mas atomowych, co stanowi w przybliżeniu połowę masy elektronu. Jeśli X- cząstka otrzymała nawet całą energię powstałą w wyniku zaniku masy, a jeśli cała energia poszła na utworzenie masy, masa X stanowiłaby tylko połowę masy elektronu. Stąd, X- cząstka musi być lżejsza od elektronu. W rzeczywistości powinien być znacznie lżejszy, ponieważ zwykle elektron otrzymuje większość uwolnionej energii, a czasem prawie całą. Co więcej, jest mało prawdopodobne, aby energia została przeniesiona X-cząstka, całkowicie zamienia się w masę; znaczna jej część zamienia się w energię kinetyczną X-cząstki. Na przestrzeni lat oszacowanie masy X-cząsteczki stawały się coraz mniejsze. Wreszcie stało się to jasne X-cząstka, podobnie jak foton, nie ma masy, tj. podobnie jak foton, od momentu powstania rozchodzi się z prędkością światła. Jeśli energia fotonu zależy od długości fali, energia X-cząstki zależą od czegoś podobnego.

W rezultacie cząstka Pauliego nie ma masy ani ładunku i staje się jasne, dlaczego pozostaje „niewidzialna”. Naładowane cząstki są zwykle wykrywane dzięki utworzonym przez nie jonom. Nienaładowany neutron odkryto ze względu na jego dużą masę. Cząstka bez masy i ładunku wprawia fizyka w zakłopotanie i pozbawia go możliwości jej uchwycenia i zbadania.

Wkrótce potem Pauli zaproponował istnienie X-cząsteczki, ma imię. Początkowo chcieli nazwać to „neutronem”, ponieważ nie jest naładowany, ale rok po pojawieniu się hipotezy Pauliego Chadwick odkrył ciężką nienaładowaną cząstkę, która otrzymała tę nazwę. Miał na myśli włoski fizyk Enrico Fermi X- cząstka jest znacznie lżejsza niż neutron, który Chadwick sugerował, nazywając ją cząstką x neutrino, co po rosyjsku oznacza „coś małego, neutralnego”. Propozycja okazała się bardzo udana i od tego czasu tak ją nazywano. Neutrina są zwykle oznaczane grecką literą? "nagi" ) a rozpad neutronu zapisuje się następująco:

N> p ++ e-+ ?..

Fizycy odmiennie przyjęli hipotezę Pauliego o istnieniu neutrin i późniejszą szczegółową teorię produkcji neutrin Fermiego. Nikt nie chciał rezygnować z prawa zachowania energii, chociaż istniały poważne wątpliwości co do konieczności ratowania tego prawa za pomocą cząstki bez masy i ładunku, cząstki, której nie można było wykryć, cząstki, której jedynym powodem istniała bowiem po prostu chęć ocalenia prawa zachowania energii. Niektórzy fizycy uważali to za widmową cząstkę, rodzaj sztuczki mającej na celu oszczędzanie energii „księgowość”. W rzeczywistości koncepcja neutrin była po prostu sposobem wyrażenia, że ​​„prawo zachowania energii nie obowiązuje”. Neutrina uratowały nie tylko prawo zachowania energii.

Rozważmy neutron stacjonarny, czyli neutron o zerowym pędzie względem obserwatora. Podczas jego rozpadu całkowity pęd protonu i elektronu powinien wynosić zero, jeśli rozpadowi towarzyszy powstanie tylko dwóch cząstek. Elektron powinien wylecieć w jednym kierunku, a proton dokładnie w przeciwnym kierunku (ale z mniejszą prędkością, ponieważ jego masa jest większa ).

Jednak nie jest to prawdą. Elektron i proton są emitowane w kierunkach tworzących określony kąt. Mały całkowity impuls w kierunku emisji cząstek pojawia się jak z powietrza i zostaje naruszona zasada zachowania pędu. Jeśli jednak w tym przypadku powstanie neutrino, może ono wylecieć w takim kierunku, że dokładnie kompensuje całkowity pęd dwóch pozostałych cząstek (rys. 6).

Innymi słowy, zasada zachowania pędu jest spełniona tylko dzięki neutrinom.

Ryż. 6. Rozpad neutronów.

Łatwo zauważyć, że podobnie jest z momentem pędu. Neutron, proton i elektron mają spin +1/2 lub -1/2. Załóżmy, że spin neutronu wynosi +1/2. Podczas jego rozpadu całkowity spin protonu i elektronu powinien wynosić +1/2, jeśli obowiązuje zasada zachowania momentu pędu i podczas rozpadu powstają tylko te dwie cząstki. Czy to możliwe? Spiny protonu i elektronu mogą wynosić +1/2 i +1/2; +1/2 i -1/2; -1/2 i -1/2, czyli całkowity spin obu cząstek wynosi odpowiednio +1, 0 i -1. Nie jest ona równa i nigdy nie może być równa +1/2 lub -1/2, jeśli początkowo spin neutronu był równy -1/2. Krótko mówiąc, jeśli neutron rozpada się tylko na proton i elektron, zostaje naruszone prawo zachowania momentu pędu.

Załóżmy jednak, że w wyniku rozpadu powstaje neutrino o spinie +1/2 lub -1/2. Wtedy całkowity spin trzech cząstek powstałych w wyniku rozpadu będzie zawsze równy spinowi pierwotnego neutronu. W konsekwencji istnienie neutrin „oszczędza” co najmniej trzy prawa: zasadę zachowania energii, pędu i momentu pędu. Warto zauważyć, że ta sama cząstka wykonuje potrójną pracę.

Trudno powiedzieć, co było gorsze: uznanie istnienia jednej tajemniczej, widmowej cząstki czy naruszenie jednego prawa zachowania. O wiele łatwiej jest dokonać wyboru między cząstką widmową a naruszeniem trzech praw zachowania jednocześnie. Fizycy musieli wybrać upiorną cząstkę. Stopniowo naukowcy nuklearni dostrzegli istnienie neutrin. Przestali wątpić w realność neutrin, niezależnie od tego, czy potrafią je wykryć, czy nie.

Neutrino nie tylko zapisuje trzy prawa zachowania, ale także tworzy jedno nowe. Aby zrozumieć, jak to się dzieje, rozważmy porównanie neutrin z antycząstkami.

Antyneutron rozpada się na antyproton i pozyton (antyelektron). Sytuacja jest podobna do rozpadu neutronu. Pozyton wylatuje z mniejszą energią kinetyczną niż powinien, pozyton i antyproton nie odlatują we wzajemnie przeciwnych kierunkach, a ich spiny nie sumują się prawidłowo. Dodanie neutrin zrównoważy wszystko w tym przypadku.

Naturalnie pojawia się pytanie: czy podczas rozpadu antyneutronu i podczas rozpadu neutronu powstaje to samo neutrino?

Nie jest trudno udowodnić, że neutrina są różne. Neutrino, które ma spin jak neutron, wytwarza pole magnetyczne o dwóch różnych kierunkach. Dlatego neutrina i antyneutrina istnieją w taki sam sposób, jak neutrony i antyneutrony. Rozpad neutronu powoduje powstanie jednego z bliźniaków neutrin, a rozpad antyneutronu drugiego. Ale który z nich towarzyszy temu rozkładowi?

Opisałem już prawo zachowania liczby barionowej, które mówi, że całkowita liczba barionowa układu zamkniętego pozostaje stała. Czy istnieje podobny prawo zachowania liczby leptonowej, zgodnie z którym całkowita liczba leptonowa układu zamkniętego pozostaje niezmieniona? Dlaczego nie wymagamy tego samego od leptonów i od barionów? Niestety, jeśli nie uwzględni się neutrin, nie da się tego zrobić.

Przypiszmy do elektronu liczba leptonowa+1, a pozyton lub antyelektron ma liczbę leptonową -1. Foton, będący swoją własną antycząstką, nie może mieć liczby leptonowej ani +1, ani -1 i logiczne byłoby przypisanie mu liczby leptonowej równej zero. Wszystkie bariony mają również zerową liczbę leptonową.

Wróćmy jeszcze raz do rozpadu neutronu. Zacznijmy od jednego neutronu, który ma liczbę barionową równą 1 i liczbę leptonową równą zero. Załóżmy, że w wyniku rozpadu neutronu powstaje tylko proton i elektron. Proton i elektron muszą mieć całkowitą liczbę barionową równą 1 i całkowitą liczbę leptonową równą 0, jeśli obie liczby są zachowane. Rzeczywiście suma liczb barionowych dwóch cząstek jest równa +1 (tj. 1 + 0) zgodnie z prawem zachowania liczby barionowej. Całkowita liczba leptonowa protonu i elektronu jest również równa +1 (tj. 1 + 0), chociaż na początku reakcji liczba leptonowa wynosiła zero. Dlatego liczba leptonowa nie jest zachowana.

Załóżmy, że do leptonów zaliczają się neutrina i antyneutrina o liczbach leptonowych odpowiednio +1 i -1. Następnie, gdy neutron rozpada się na proton, elektron i antyneutrino, liczba leptonowa zostaje zachowana (0 + 1–1 = 0), a rozpad można zapisać w następujący sposób:

N> p ++ e-+ "?,

gdzie „? - antyneutrino.

Podczas rozpadu antyneutronu o zerowej liczbie leptonowej powstają antyproton, pozyton i neutrino. Liczby leptonowe trzech powstałych cząstek wynoszą odpowiednio 0, -1 i +1, a ich suma wynosi zero:

"P> "R -+ "e ++ ?.

W stanie wolnym neutrony i antyneutrony rozpadają się na protony i antyprotony, a sytuacja odwrotna nie zachodzi. Jednak wewnątrz jąder protony czasami spontanicznie przekształcają się w neutrony (na przykład w przypadku fosforu-30). Podobnie w antymaterii antyprotony zamieniają się w antyneutrony.

Kiedy proton zamienia się w neutron, powstają pozyton i neutrino:

p + > n + "e + + ?.

Kiedy antyproton zamienia się w antyneutron, powstają elektron i antyneutrino:

"p - >"n + e - + ?.

W obu przypadkach liczba leptonowa jest zachowana. Podsumowując, możemy powiedzieć, że emisja elektronu musi wytworzyć antyneutrino, a emisja pozytonu musi wytworzyć neutrino, tak aby na końcu rozpadu liczba leptonowa wynosiła zero.

Jeśli weźmie się pod uwagę neutrina i antyneutrina, liczba leptonowa jest zachowana we wszystkich badanych procesach subatomowych. Zatem istnienie neutrin i antyneutrin nie tylko uratowało prawa zachowania energii, pędu i momentu pędu, ale także umożliwiło ustalenie prawa zachowania liczby leptonowej. Dlatego fizykom bardzo trudno było nie rozpoznać istnienia tych cząstek.

Uwagi:

Im większa zdolność penetracyjna cząstek a danego jądra, tym większy deficyt masy w procesie rozpadu promieniotwórczego i tym większe prawdopodobieństwo tego rozpadu, tj. im większa zdolność penetracyjna cząstek a, tym krótsza połowa -życie jądra. Podczas gdy tor-232 ma okres półtrwania wynoszący 14 miliardów lat, rad-226 ma okres półtrwania 1620 lat, a polon-212 ma okres półtrwania wynoszący trzy dziesięciomilionowe części sekundy.

Rzeczywiście, gdybym na samym początku książki pokusił się o wprowadzenie pojęcia neutrin, trudno byłoby udowodnić, że neutrina nie są wytworem naukowego mistycyzmu. Ponieważ jednak pierwsza połowa książki podkreślała znaczenie i wagę praw zachowania, można teraz wykazać, że neutrino, pomimo wszystkich swoich dziwnych właściwości, jest cząstką rzeczywistą i absolutnie niezbędną.