Возможности экспериментального поиска нарушения Р- и Т- инвариантности в реакциях с поляризованными нейтронами

• Автор: Новиков, Иван Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 111 с.

Оглавление
Введение
1 Анализ экспериментальных схем измерения тройной корреляции ап[кпх

1.1 Критерий сравнения экспериментальных схем
1.2 Анализ различных экспериментальных схем
1.2.1 Анализ экспериментальной схемы с измерением величины Т
1.2.2 Анализ экспериментальной схемы с измерением величины X
1.2.3 Анализ экспериментальной схемы с измерением асимметрии г}т-
1.2.4 Анализ экспериментальной схемы с измерением
1.2.5 Анализ возможности измерения величины АЛ
1.2.6 Про измерение "двойной"аси,м?иетрии Аа
2 Анализ возможных систематических ошибок;4'
2.1 Анализ и оценка систематических ошибок в схеме с. измерением величины
Т и X
2.1.1 Причины возникновения систематических ошибок
2.1.2 Систематические ошибки первого рода
2.1.3 Энергетика и величина ложных эффектов 7*, Тф Рл
2.2 Возможные способы устранения систематических ошибок
2.2.1 Переворот спина мишени
2.2.2 Переворот анализатора и поляризатора вокруг направления [£„ х I)
2.3 Систематические ошибки второго рода
2.4 Систематические ошибки в схеме с измерением разности Р — А и
Заключение
Литература
Приложение А

Введение
Одной из основных проблем современной физики является проблема нарушения фундаментальных симметрий в различных процессах. К фундаментальным симметриям относятся пространственная симметрия (Р-симметрия, т.е. симметрия процесса относительно отражения координат х —> —х), зарядовая симметрия (С-симметрия, т.е. инвариантность процесса относительно зарядового сопряжения) и временная симметрия (Т-симметрия, инвариантность относительно относительно обращения времени t —¥ —£).
В квантовой теории поля существует так называемая СРТ-теорема, формулирующая свойство инвариантности относительно этих трех преобразование. СРТ-теорема утверждает, что локальный лагранжиан системы квантовых полей, построенный по «нормальным правилам», инвариантен относительно одновременного применения Р-, С- и Т-операций. «Нормальные правила» включают правила квантования полей в соответствии с теоремой Паули, которая связывает способ квантования поля со спином, и выбор констант связи в соответствии с условием эрмитовости лагранжиана (см. [1]-[3]).
В работе [4] было высказано предположение, что в слабых взаимодействиях пространственная четность должна нарушаться. Также было предложено несколько возможных экспериментов по поиску нарушения пространственной четности в /?—распаде, в распадах мезонов и гиперонов. В 1956 году была открыта Р-нечетная угловая асимметрия электронов при распаде поляризованных ядер 60 С о [5]. Несколько позднее была открыта поляризация мюонов и асимметрия электронов в распадах 7г —> ц —> е [6]. В 1958 году в работах [7, 8] была сформулирована V — И-теория слабого взаимодействия, а к 1968 году в работах [9]-[11] была предложена единая теория электрослабого взаимодействия, которая полностью объяснила нарушение Р-четности в слабых процессах.
В [12, 13] была высказана гипотеза о симметрии законов природы относительно преобразования комбинированной четности (СР). Однако в 1964 году был обнаружен распад долгоживущего нейтрального К-мезона [14]
К°ь -Ч 7Г+7Г“,
который запрещен, если СР-инвариантность сохраняется.
Рассмотрим распад нейтрального К-мезона на два пиона: 7г°7г° или 7г+7Ш. Система 7г°7г° имеет положительную СР-четность: СР(7Г°7г°) = (СР(п0))2 = +1 (тоже относится и к системе 7Г+7Г~). Поэтому в силу сохранения СР-четности в 2л может распасться лишь система, обладающая положительной СР-четностью. Так как ни К0, ни К0 не обладают определенной СР-четностыо, на два пиона распадается линейная суперпозиция К0, К0:

СР-четность которой равна +1. Ортогональная суперпозиция
К0 + К0
~72~’
К0-К0

имеет отрицательную СР-четность и на два пиона может распасться лишь за счет взаимодействия, нарушающего СР-инвариантность. Из тех же соображений СР-инвариантности

К° может распадаться на систему из трех пионов, причем вероятность распада К° Зтг примерно на три порядка меньше, чем вероятность распадов К° 2ж (см., например, [15]).
Следовательно, экспериментальное обнаружение распадов долгоживущих К-мезонов К° —¥ 2ж означало, что в таком процессе СР-инвариантность нарушается.
Если обозначать амплитуды распадов Кь —> 7г+7г~ и К3 —¥ п+п~ через < ж+тг'~Кь > и < 7г+7г_|А'5 >, то для описания экспериментальных данных удобно ввести комплексный параметр
_[ I 1ф+- <7Г+ТГ| Кь>
г1+- = г1+-е = , ,т,
< 7Г+7Г >
На опыте г]+-. « 2.3 10~3,ф+- и 45° [14].
Кроме распадов Кь -> 7г+7г~ существует еще два других эксперимента, в которых наблюдается нарушение СР-инвариантности:
• Наблюдение распадов Кь —> 7г°тгс. Для описания этого эксперимента вводят параметр
_ < 7Г°7Г°|АД >
°° < 7Г°7Г°|К§ >
Параметры (77001 и Ф+-,Фоо измерялись несколькими независимыми экспери-
ментальными группами:
|ц+Д = (2.27 ± 0.12) 1(Г3, ф+_ = 41.7° ± 3.5°; [16, 17]
г)оо = (2.33 ± 0.18) 10“3, Фоо = 55.7° ± 5.Е г1оо
Г]+-
= 1.00 ±0.09.
Аналогичные измерения были проведены и независимыми группами: |-| = 1.03± 0.07 [18], || = 1.00 ± 0.06 [19], || = 1.00 ± 0.01 [20]
• СР-неинвариантное взаимодействие приводит также к зарядовой асимметрии леп-тонных распадов —э К°ь —> тг~1+щ. Эта асимметрия характеризуется
параметром
Г(К11+т-)-Г(К°ь1-рж+)
~ Г(АД -> Км-) + Г{К° -> 1~9тг+)'
Проведенные эксперименты дают <5 = (3.3 ± 0.12) 10~3.
Для объяснения СР-неинвариантных распадов К-мезонов было предложено несколько феноменологических моделей.
1. Миллисильное взаимодействие. В этой модели в сильном взаимодействии постулировалось существование Т-неинвариантных членов [21]-[23]. Амплитуда процесса Кь —> 7г+7г” является интерференцией двух амплитуд: первая связана с распадом Кь из-за нормального СР-инвариантного слабого взаимодействия с изменением странности на единицу (Д5 = 1) в промежуточное состояние X, которое уже и
0.0008
ф, grad.
Рис. 1.7: Зависимость величины относительной ошибки от степени компенсации псев-домагнитного взаимодействия.
Рассмотрим теперь зависимость относительной ошибки (см. выражения 1.34, 1.39) от величины угла поворота вектора поляризации ф. Ясно, что положения минимумов относительной ошибки определяются, во-первых, положением максимумов эффекта фхр = Re(S)i,2i, а, во-вторых, значениями ф = ±ж, при которых множитель
ycosh2(Im(B)t) - cos2(Re(l?)i) максимален. Зависимость oTJTz от ф приведена на рис. 1.7.
Видно, что минимум относительной ошибки несколько сдвинут относительно положения максимума эффекта и достигается при ф и 50°. Резкий рост относительной ошибки связан с тем, что при ф = ф0 величина эффекта обращается в ноль.
Из рис. 1.7 видно, что при варьировании величины компенсирующего поля в достаточно большом пределе относительная ошибка меняется всего 2-3 раза. Следовательно, при проведении измерений достаточно гарантировать, чтобы величина компенсирующего поля находилась бы в таких пределах.
При получении монохроматических нейтронов в методике времени пролета, когда можно одновременно набирать счетную статистику во всем интервале энергий Ер — Гр < Е < Ер + Гр, этим и определяется искомая точность компенсации. В случаях, когда одновременное измерение в таком интервале невозможно, для того, чтобы провести измерение при оптимальной энергии существенно знать заранее энергетическое положение максимума эффекта (или, что тоже самое для корректно нормированных величин, минимума относительной ошибки). Тогда вступает в силу более жесткое ограничение на точность измерения угла ф. Оно обусловлено резким изменением энергетической зависимости эффекта при изменениях ф.
Действительно, как было показано выше, при полной компенсации максимум эффекта (и минимум относительной ошибки) сдвигается из точки Е - ЕРъ Е = Ер+Гр/2. Проблему точности, с которой необходимо проводить компенсацию, в этом случае можно сформулировать так: предположим, что экспериментальное энергетическое разрешение ДЕ « 10~2 эВ, будем рассматривать точность Аф выставления угла ф как свободный