МЮО́Н

МЮО́Н ($μ$), не­ста­биль­ная за­ря­жен­ная эле­мен­тар­ная час­ти­ца со спи­ном ¹/₂, мас­сой 105,7 МэВ, вре­ме­нем жиз­ни 2,2·10^–6 с; от­но­сит­ся к груп­пе леп­то­нов. Как вся­кий фер­ми­он, М. име­ет ан­ти­час­ти­цу. М. при­ня­то обо­зна­чать сим­во­лом $μ^–$ (ана­ло­гич­но элек­тро­ну $e^-$), ан­ти­мю­он – $μ^+$ (ана­ло­гич­но по­зи­тро­ну $e ^+$). М. от­крыт в 1936 К. Ан­дер­со­ном и С. Нед­дер­мей­е­ром при ана­ли­зе час­тиц кос­мич. лу­чей. М. воз­ни­ка­ют в кос­мич. лу­чах при рас­па­де $π$- и $\ce{K}$-ме­зо­нов, обиль­но об­ра­зую­щих­ся в ядер­но-кас­кад­ных лив­нях: $π^+→μ^+ +ν_μ,\, π^-→μ^- + \tilde ν_μ$, $\ce{K^+}$ $→μ^+ +ν_μ$. От­но­си­тель­но мед­лен­но рас­па­даю­щие­ся М., воз­ни­каю­щие в верх­них сло­ях ат­мо­сфе­ры, с учё­том ре­ля­ти­ви­ст­ско­го за­мед­ле­ния рас­па­да лег­ко дос­ти­га­ют по­верх­но­сти Зем­ли. На уров­не мо­ря М. со­став­ля­ют ок. 80% от все­го ко­ли­че­ст­ва ре­ги­ст­ри­руе­мых кос­мич. лу­чей. В ла­бо­ра­тор­ных ус­ло­ви­ях М. ге­не­ри­ру­ют­ся на ус­ко­ри­те­лях вы­со­кой энер­гии, в осн. как про­дук­ты рас­па­да $π$- и $\ce{K}$-ме­зо­нов, воз­ни­каю­щих при взаи­мо­дей­ст­ви­ях бы­ст­рых час­тиц. В ре­зуль­та­те по­лу­ча­ют пуч­ки М. ин­тен­сив­но­стью до 10⁸–10⁹ час­тиц/с.

По­сколь­ку мас­са М. яв­ля­ет­ся про­ме­жу­точ­ной ме­ж­ду мас­са­ми элек­тро­на и про­то­на, М. сна­ча­ла (до от­кры­тия $π$-ме­зо­на) был на­зван $μ$-ме­зо­ном. Ныне тер­мин «ме­зон» за­кре­п­лён за час­ти­ца­ми с це­лы­м спи­ном, об­ла­даю­щи­ми силь­ным взаи­мо­дей­ст­ви­ем ($π$-ме­зо­ны и др.).

М., как и др. за­ря­жен­ные леп­то­ны, на­ря­ду с элек­тро­маг­нит­ным взаи­мо­дей­ст­ви­ем об­ла­да­ют спе­ци­фич. сла­бым взаи­мо­дей­ст­ви­ем. При этом в сла­бом взаи­мо­дей­ст­вии М. во всех про­цес­сах со­хра­ня­ет­ся осо­бое мю­он­ное леп­тон­ное чис­ло $L_μ$ , ко­то­рое от­но­сит­ся к М. и свя­зан­но­му с ним мю­он­но­му ней­три­но. При­ня­то счи­тать, что $L_μ=+1$ для па­ры ($μ^-,\, ν_μ$) и $L_μ=–1$ для па­ры ($μ^+,\, \tilde ν_μ$). Сла­бое взаи­мо­дей­ст­вие обу­слов­ли­ва­ет рас­пад М. на бо­лее лёг­кие час­ти­цы, в осн. на элек­трон и 2 ней­три­но:
$$\ce{μ^- → e^- + \tilde ν_μ+ν_μ \qquad     (BR≈100\%).}$$ $$\ce{μ^- → e^{-} + \tilde ν_μ+ν_μ +γ \qquad     (BR≈1\%).}$$Здесь $\ce{BR}$ (Branching Ratio) – ве­ро­ят­ность рас­па­да по дан­но­му ка­на­лу. Мо­ды рас­па­дов М. с на­ру­ше­ни­ем леп­тон­но­го чис­ла $L_μ$ по­ка не об­на­ру­же­ны. Су­ще­ст­ву­ют ог­ра­ни­че­ния на ве­ро­ят­ность рас­па­дов М. по др. мо­дам: $$\ce{BR \,(μ^{-} →e^- +γ)<1,1·10^{-11},}$$$$\ce{BR\, (μ^{-} →e^{-} +e^+ +e^{-} ) <1,0·10^{-12},}$$$$\ce{BR\, (μ^{-} →e^{-} +2γ) <7,2·10^{–11} .}$$ Про­яв­ле­ни­ем сла­бо­го взаи­мо­дей­ст­вия М. слу­жат так­же ре­ак­ции по­гло­ще­ния М. в ве­ще­ст­ве: $${μ^{-} +A(N,\, Z)→ ν_μ +A(N,\,Z-1).}$$ Здесь $A,\, N,\, Z$ – со­от­вет­ст­вен­но мас­со­вое чис­ло, чис­ло ней­тро­нов и чис­ло про­то­нов ядер ве­ще­ст­ва. В этом слу­чае ре­ак­ция, иду­щая с на­ру­ше­ни­ем леп­тон­но­го чис­ла $L_μ$: $$ μ^{-} +A(N,\,Z) →e^{-} +A(N,\,Z),$$ так­же не об­на­ру­же­на. Ве­ро­ят­ность пе­ре­хо­дов $μ^- $ в элек­трон $e^–$ при по­гло­ще­нии М. яд­ра­ми по срав­не­нию с раз­ре­шён­ным пе­ре­хо­дом $μ^– →ν_μ$ со­став­ля­ет в наи­бо­лее точ­ных экс­пе­ри­мен­тах (в слу­чае яд­ра зо­ло­та $\ce{Au}$) $< 7· 10^{–13}$. По­сколь­ку при­ро­да со­хра­не­ния мю­он­но­го леп­тон­но­го чис­ла $L_μ$ по­ка не по­ня­та, пред­при­ни­ма­ют­ся экс­пе­ри­мен­ты по даль­ней­ше­му умень­ше­нию пре­дель­ных зна­че­ний BR рас­па­дов М., на­ру­шаю­щих $L_μ$.

Вви­ду об­на­ру­же­ния эф­фек­та ос­цил­ля­ции раз­ных ти­пов ней­три­но, аб­со­лют­но­го за­пре­та на на­ру­ше­ние леп­тон­но­го чис­ла $L_μ$ (как и др. леп­тон­ных чи­сел) быть не мо­жет. Од­на­ко вероятности рас­па­дов мюо­нов, оце­нён­ные в рам­ках стан­дарт­ной мо­де­ли эле­мен­тар­ных час­тиц с учётом на­ли­чия ней­трин­ных ос­цил­ля­ций, ока­зы­ва­ют­ся на уров­не 10^–50, ко­то­рый вряд ли экс­пе­ри­мен­таль­но дос­ти­жим. В то же вре­мя при на­ру­ше­нии стан­дарт­ной мо­де­ли (су­ще­ст­во­ва­нии су­пер­сим­мет­рии) мо­дель­ные рас­чё­ты до­пус­ка­ют на­ли­чие $\ce{BR}$ для рас­па­да $μ^–→ e^{–}+γ$ на уров­не $10^{–13}–10^{–14}$. Та­кая точ­ность уже дос­туп­на экс­пе­ри­мен­ту, и при об­на­ру­же­нии это­го рас­па­да мож­но су­ще­ст­вен­но про­дви­нуть­ся в по­ни­ма­нии но­вых за­ко­но­мер­но­стей в ми­ре эле­мен­тар­ных час­тиц.

М. иг­ра­ют важ­ную роль в ка­че­ст­ве ин­ст­ру­мен­та при изу­че­нии др. эле­мен­тар­ных час­тиц и разл. свойств ве­ще­ст­ва. В си­лу на­ру­ше­ния за­ко­на со­хра­не­ния чёт­но­сти в сла­бых взаи­мо­дей­ст­ви­ях М., об­ра­зую­щие­ся в рас­па­дах $π^+ →μ^+ +ν_μ$_, $\ce{K^+ → μ^{+} +ν_μ}$ , все­гда по­ля­ри­зо­ва­ны. В си­с­те­ме по­коя рас­па­даю­щих­ся М. спин $μ^+$ с ве­ро­ят­но­стью 100% ори­ен­ти­ро­ван про­тив его им­пуль­са. При рас­па­де дви­жу­щих­ся М. сте­пень по­ля­ри­за­ции мень­ше 100%, но мо­жет быть дос­та­точ­но вы­со­кой, что ши­ро­ко ис­поль­зу­ет­ся для соз­да­ния пуч­ков по­ля­ри­зо­ван­ных М. на совр. ус­ко­ри­те­лях час­тиц.

М. вы­со­ких энер­гий (ок. 100 ГэВ) ис­поль­зу­ют для изу­че­ния спи­но­вой струк­ту­ры ну­кло­нов, со­стоя­щих из квар­ков; М. низ­ких энер­гий (око­ло де­сят­ков МэВ) при­ме­ня­ют для изу­че­ния маг­нит­ной струк­ту­ры разл. ве­ществ – вы­со­ко­тем­пе­ра­тур­ных сверх­про­вод­ни­ков, транс­фор­ма­тор­ных ста­лей, элек­тро­ли­тов и др. (т. н. ме­тод мю­он­ной спи­но­вой ре­лак­сации).

При ос­та­нов­ке М. низ­ких энер­гий в ве­ще­ст­ве мо­гут об­ра­зо­вы­вать­ся мю­он­ные ато­мы (на вре­ме­на, ха­рак­тер­ные для вре­ме­ни жиз­ни М.). Т. к. мас­са М. $m_μ$ в 207 раз боль­ше мас­сы элек­тро­на $m_e$, бо­ров­ские ор­би­ты та­ких ато­мов су­ще­ст­вен­но бли­же к по­верх­но­сти яд­ра, что от­кры­ва­ет до­пол­нит. воз­мож­но­сти изу­че­ния осо­бен­но­стей строе­ния ядер (осо­бен­но тя­жё­лых).

На­ли­чие у М. толь­ко двух ти­пов взаи­мо­дей­ст­вий (элек­тро­маг­нит­но­го и сла­бо­го) обу­слов­ли­ва­ет их ис­клю­чи­тель­ную про­ни­каю­щую спо­соб­ность. При вы­со­ких энер­ги­ях по­те­ри М. на тор­моз­ное из­лу­че­ние при про­хо­ж­де­нии через ве­ще­ст­во мень­ше по­терь элек­тро­нов в от­но­ше­нии $(m_μ /m_e)^2$, т. е. в $∼ 10^4$ раз; по­те­ри за счёт сла­бо­го взаи­мо­дей­ст­вия во­об­ще не су­ще­ст­вен­ны. В ре­зуль­та­те М. кос­мич. лу­чей вы­со­ких энер­гий (> 1 ТэВ) спо­соб­ны про­ни­кать в грунт на неск. км. Такая вы­сокая про­ни­каю­щая спо­соб­ность М. ис­поль­зу­ет­ся в при­клад­ной гео­фи­зи­ке. Ха­рак­тер по­гло­ще­ния по­то­ка кос­мич. М. в за­ви­си­мо­сти от их энер­гии и тол­щи­ны про­ни­зы­вае­мо­го грун­та хо­ро­шо изу­чен. Тем са­мым при ис­сле­до­ва­нии по­то­ка М. в под­зем­ных вы­ра­бот­ках мож­но оце­ни­вать ср. плот­ность по­род над вы­ра­бот­кой. Эти дан­ные при ана­ли­зе из­ме­не­ния ср. плот­но­сти вдоль вы­ра­бот­ки да­ют ин­фор­ма­цию о со­ста­ве и строе­нии, за­кар­сто­ван­но­сти, об­вод­нён­но­сти по­род, на­ли­чии по­лез­ных ис­ко­пае­мых над вы­ра­бот­кой.