МЮО́Н
-
Рубрика: Физика
-
-
Скопировать библиографическую ссылку:
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.