нейтрино

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.

Mайорановским 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.

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 Кe⁺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 : Г₂ = Г₃ + где Г₃ - вклад заряж. частиц, а - вклад H. одного типа. составляет т. н. невидимую ширину, поскольку H. не регистрируются. Г_н восстанавливают по измеренным G_Z, Г₃, 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.).

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, а X - 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).

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 (s 10т²_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) см² (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 ядер²³⁵U, 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 объединения H. 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 эВ². В экспериментах на ускорителях для осцилляции v_m v_e получаются соответственно значения 3·10^-3 и 0,1 эВ²; для v_m v_т: 4·10^-3 и 0,9 эВ². Подземные эксперименты (Баксанский нейтринный телескоп, детектор IMB, США) для моды дали sin²2q_rp = 0,6, Dm²_гр = = 10^-2 эВ².Кроме того, исключается область параметров Dm² = (0,3-3)^.10^-4 эВ² 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 эВ² и sin²2q >= 0,1; с учётом резонансной конверсии нейтрино они становятся чувствительными к существенно меньшим значениям sin²2q, вплоть до 10^-3-10^-4 в диапазоне Dm² = (10^-8-10^-4) эВ². Регистрация 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.

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; Fейнберг 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) Герштейн 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) Eрмолов 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.

   <<      Предметный указатель      >>