Реферат: Ядерные силы

--PAGE_BREAK-- При рассеянии нейтронов, энергия которых не превосходит нескольких Мэв, практически наблюдается только s-рассеяние, не позволяющее установить обменного характера ядерных сил. Поэтому необходимо исследовать
рассеяние более высоких порядков, наблюдающееся только при
высоких энергиях частиц.
В случае сил Бартлетта, если допустить, что волновая функция может быть представлена в виде произведения двух функций, одна из которых зависит от пространственных координат нуклонов r=r<shape id="_x0000_i1092" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image133.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1092">+r<shape id="_x0000_i1093" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image134.wmz» o:><img width=«11» height=«23» src=«dopb25680.zip» v:shapes="_x0000_i1093">, а другая — от спиновых переменных, очевидно; Pb   будет действовать только на спиновую функцию. Последняя, как известно, симметрична относительно перестановки спиновых переменных, если спин s системы, состоящей из нейтрона и протона, равен единице, и антисимметрична, если s=0.
Поэтому уравнение Шредингера в случае наличия сил  Бартлетта может быть представлено в виде
                          <imagedata src=«00011826.files/image135.png» o:><img width=«418» height=«37» src=«dopb25703.zip» v:shapes="_x0000_i1094">
и отличается от уравнения с «обыкновенным» потенциалом тем, что потенциал имеет различный знак при s=0 и при s=l. Из опытов по рассеянию нейтронов протонами известно, что в три-плетном и в синглетном состояниях системы нейтрон — протон наблюдается рассеяние, которое может быть объяснено силами притяжения, хотя величина этих сил   (глубина потенциальной ямы) оказывается различной. Это обстоятельство наряду с тем, силы Бартлетта, не приводят к насыщению, позволяет утверждать, что ядерные силы не могут быть только силами Бартлетта.
После замечаний, сделанных относительно сил Майорана и Бартлетта,  мы можем сразу записать уравнение Шредингера для сил Гейзенберга:
         <imagedata src=«00011826.files/image137.png» o:><img width=«466» height=«43» src=«dopb25704.zip» v:shapes="_x0000_i1095">
Отсюда видно, что знак потенциала зависит от того, является ли l+sчетным или нечетным числом. В частности, при s-рассеянии нейтронов протонами (<shape id="_x0000_i1096" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image139.wmz» o:><img width=«12» height=«19» src=«dopb25697.zip» v:shapes="_x0000_i1096">=0) знак ( — l)i+s+1V(r) должен быть различным в триплетном и синглетном состояниях. Это также свидетельствует, что ядерные силы не могут быть только силами Гейзенберга.
Различное взаимодействие в триплетном и синглетном со­стояниях системы протон — нейтрон может быть объяснено, если, например, предположить, что обменные силы представ­ляют собой «смесь» сил Гейзенберга и Майорана. В таком слу­чае оператор потенциальной энергии будет иметь вид
                                <imagedata src=«00011826.files/image140.png» o:><img width=«223» height=«31» src=«dopb25705.zip» v:shapes="_x0000_i1097">
где g— некоторый параметр, который следует выбрать так, что­бы получалось необходимое для объяснения рассеяния взаимодействие в триплетном и синглетном состояниях. При использо­вании модели прямоугольной ямы ее глубина оказывается ~20 Мэв для триплетногро состояния и ~11,5 Мэв для синглетного. Легко убедиться, что для получения такой глубины сле­дует положить g<shape id="_x0000_i1098" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image142.wmz» o:><img width=«13» height=«13» src=«dopb25685.zip» v:shapes="_x0000_i1098">0,25. Следовательно, для объяснения рассея­ния можно допустить, что обменные силы на 25% являются си­лами Гейзенберга и на 75'% —силами Майорана.
Однако последнее замечание не означает, что комбинация сил Гейзенберга и Майорана является единственно возможной. В частности, можно было бы получить подходящую величину взаимодействия в триплетном и синглетном состояниях дей­трона, предположив, что ядерные силы являются комбинацией сил Вигнера и Майорана. Опыты по рассеянию быстрых нукло­нов заставляют сомневаться в том, что комбинация таких сил может быть использована для описания ядерного взаимодей­ствия.
Покажем, как могут быть выражены операторы PМ, РВ, РГчерез операторы Паули о и операторы изотопического спина <shape id="_x0000_i1099" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image143.wmz» o:><img width=«13» height=«15» src=«dopb25649.zip» v:shapes="_x0000_i1099">. Обратим внимание на то, что из определения операторов PМ, РВ, РГследует, что двухкратное применение каждого из них оставляет волновую функцию неизменной. Поэтому собственные значения P<shape id="_x0000_i1100" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image144.wmz» o:><img width=«15» height=«24» src=«dopb25706.zip» v:shapes="_x0000_i1100">, Р<shape id="_x0000_i1101" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image146.wmz» o:><img width=«12» height=«24» src=«dopb25707.zip» v:shapes="_x0000_i1101">, Р<shape id="_x0000_i1102" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image148.wmz» o:><img width=«12» height=«24» src=«dopb25708.zip» v:shapes="_x0000_i1102"> равны единице, а собственные значения операторов PМ, РВ, РГ  равны ±1.
Если снова ограничиться рассмотрением системы из двух нуклонов, то легко видеть, что такие собственные значения опе­раторов обменных сил (±1) связаны с симметрией или антисим­метрией волновой функции системы относительно перестановки переменных, характеризующих систему.
Прежде всего установим связь между оператором рб и опе­раторами Паули <shape id="_x0000_i1103" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image150.wmz» o:><img width=«17» height=«23» src=«dopb25701.zip» v:shapes="_x0000_i1103"> и <shape id="_x0000_i1104" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image151.wmz» o:><img width=«19» height=«23» src=«dopb25709.zip» v:shapes="_x0000_i1104"> протона и нейтрона. Волновая функ­ция триплетного состояния (s=l) симметрична относительно перестановки спиновых переменных s<shape id="_x0000_i1105" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1105"> и s2 нуклонов, а для синглетного состояния (s=0)  антисимметрична. Это означает, что
         <imagedata src=«00011826.files/image153.png» o:><img width=«445» height=«60» src=«dopb25710.zip» v:shapes="_x0000_i1106">
Собственные значения оператора <shape id="_x0000_i1107" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image150.wmz» o:><img width=«17» height=«23» src=«dopb25701.zip» v:shapes="_x0000_i1107"> <shape id="_x0000_i1108" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image155.wmz» o:><img width=«12» height=«12» src=«dopb25711.zip» v:shapes="_x0000_i1108"> <shape id="_x0000_i1109" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image151.wmz» o:><img width=«19» height=«23» src=«dopb25709.zip» v:shapes="_x0000_i1109">равны — 3 для синглетного и +1 для триплетного состояния. По­этому оператор рБ может быть представлен в виде
                       <imagedata src=«00011826.files/image157.png» o:><img width=«359» height=«39» src=«dopb25712.zip» v:shapes="_x0000_i1110">
Представим аналогичным образом операторы Майорана и Гей- зенберга. Поскольку компоненты операторов <shape id="_x0000_i1111" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image159.wmz» o:><img width=«13» height=«15» src=«dopb25649.zip» v:shapes="_x0000_i1111"> и <shape id="_x0000_i1112" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image160.wmz» o:><img width=«15» height=«19» src=«dopb25647.zip» v:shapes="_x0000_i1112"> тождественны, можно утверждать, что оператор (<shape id="_x0000_i1113" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image161.wmz» o:><img width=«43» height=«23» src=«dopb25713.zip» v:shapes="_x0000_i1113">) имеет, как и оператор (<shape id="_x0000_i1114" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image163.wmz» o:><img width=«45» height=«23» src=«dopb25714.zip» v:shapes="_x0000_i1114">),  собственные   значения   —3   и   +1,   а   оператор   Р<shape id="_x0000_i1115" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image165.wmz» o:><img width=«9» height=«24» src=«dopb25715.zip» v:shapes="_x0000_i1115">=1/2[1+(<shape id="_x0000_i1116" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image161.wmz» o:><img width=«43» height=«23» src=«dopb25713.zip» v:shapes="_x0000_i1116">)]— значения –1  и  +1, причем он должен действовать на зарядовые координаты t<shape id="_x0000_i1117" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1117"> и t2двух нуклонов точно так же, как оператор  (4.18)  на спиновые переменные s1 и s2.
 Введение зарядовой координаты tэквивалентно признанию существования у нуклона пяти степеней свободы (три простран­ственных, спиновая  и зарядовая  координаты).  Поскольку система  нуклонов,  подчиняющихся  статистике  Ферми — Дирака, должна описываться волновой функцией, антисимметричной от­носительно перестановки всех координат любой пары нуклонов, волновая функция системы из двух нуклонов
<imagedata src=«00011826.files/image167.png» o:><img width=«496» height=«26» src=«dopb25716.zip» v:shapes="_x0000_i1118">
Последнее соотношение может быть заменено таким:
             <imagedata src=«00011826.files/image169.png» o:><img width=«423» height=«27» src=«dopb25717.zip» v:shapes="_x0000_i1119">
Это позволяет выразить оператор Майорана Рм  через операторы  P<shape id="_x0000_i1120" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image171.wmz» o:><img width=«13» height=«15» src=«dopb25649.zip» v:shapes="_x0000_i1120"> и Рб*):
              <imagedata src=«00011826.files/image172.png» o:><img width=«488» height=«32» src=«dopb25718.zip» v:shapes="_x0000_i1121">
Если же принять во внимание, что оператор рг связан с опеаторами Рм и Рб соотношением
                                          PГ= PМPB,                                    (4.21),                 тo для оператора Гейзенберга получаем:
                       <imagedata src=«00011826.files/image174.png» o:><img width=«394» height=«37» src=«dopb25719.zip» v:shapes="_x0000_i1122">                         
.
Перестановка зарядовых координат, как и следовало ожидать, эквивалентна перестановке пространственных координат и спи­новых переменных нуклонов.
Система из двух одинаковых частиц — нейтронов или прото­нов — должна характеризоваться волновой функцией, симмет­ричной относительно зарядовых координат; поэтому синглетным состояниям такой системы (антисимметричным относитель­но спиновых переменных) соответствует четная относительно перестановки пространственных координат функция, а триплет-ным состояниям — нечетная.
Выше было указано, что включение в гамильтониан слагае­мых, содержащих операторы Рм, РБи Рг, не может привести к возникновению состояния, являющегося суперпозицией состоя­ний с различными <shape id="_x0000_i1123" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image176.wmz» o:><img width=«12» height=«19» src=«dopb25697.zip» v:shapes="_x0000_i1123">. Поэтому для объяснения возникновения у дейтрона электрического квадрупольного момента в гамильто­ниан должны войти члены, соответствующие тензорному взаимодействию.
Тензорные силы также могут быть обычными и обменными. При обычных тензорных силах в гамильтониан входит S12(см (4.3) ), а в случае обменных сил берется комбинация PГSl2. Произведения же PБSl2 и PМSl2 включать в гамильтониан не имеет смысла в связи с тем, что по (4.6)
              <imagedata src=«00011826.files/image177.png» o:><img width=«477» height=«64» src=«dopb25720.zip» v:shapes="_x0000_i1124">
Таким образом, оператор потенциальной энергии, учитываю­щий зависимость от пространственных, спиновых и зарядовых координат, может быть представлен в виде
            <imagedata src=«00011826.files/image179.png» o:><img width=«526» height=«51» src=«dopb25721.zip» v:shapes="_x0000_i1125">
Входящие в это выражение операторы соответствуют различ­ным типам взаимодействия. Оператор (<shape id="_x0000_i1126" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image163.wmz» o:><img width=«45» height=«23» src=«dopb25714.zip» v:shapes="_x0000_i1126">) соответствует об­мену спиновыми переменными, (<shape id="_x0000_i1127" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image161.wmz» o:><img width=«43» height=«23» src=«dopb25713.zip» v:shapes="_x0000_i1127">) — обмену пространствен­ными и спиновыми переменными, (<shape id="_x0000_i1128" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image163.wmz» o:><img width=«45» height=«23» src=«dopb25714.zip» v:shapes="_x0000_i1128">)(<shape id="_x0000_i1129" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image161.wmz» o:><img width=«43» height=«23» src=«dopb25713.zip» v:shapes="_x0000_i1129">) — обмену про­странственными переменными. Оператор S<shape id="_x0000_i1130" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image181.wmz» o:><img width=«13» height=«23» src=«dopb25722.zip» v:shapes="_x0000_i1130"> учитывает тензорное взаимодействие, a (<shape id="_x0000_i1131" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image161.wmz» o:><img width=«43» height=«23» src=«dopb25713.zip» v:shapes="_x0000_i1131">)S<shape id="_x0000_i1132" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image181.wmz» o:><img width=«13» height=«23» src=«dopb25722.zip» v:shapes="_x0000_i1132"> — тензорное обменное взаимодей­ствие.
Следует, наконец, указать, что оператор (4.24) представляет наиболее общий тип оператора потенциальной энергии, удовле­творяющий требованию, инвариантности относительно смещений, вращений и инверсии системы координат, при условии, что взаимодействие не зависит от суммарного спина, скоростей и заряда ядра.

Насыщение ядерных сил  Явление насыщения ядерных сил свидетельствует о том, что  каждый нуклон, входящий в состав сложного ядра, взаимодейетвует с ограниченным числом частиц. В противном случае, т. е., если бы каждый нуклон взаимодействовал со всеми нуклонами в ядре, энергия связи, как уже отмечалось, была бы пропорциональной числу взаимодействующих пар нуклонов А (А — 1)/2.  Используя вариационный принцип, можно показать, что, независимо от формы потенциальной функции, обычные короткодействующие силы притяжения не могут привести кнасыщению.
  По-видимому, насыщение может возникнуть в том случае,  когда ядерные силы, являющиеся силами притяжения, на малых расстояниях переходят в силы отталкивания, что соответствует конечным размерам нуклонов.
Иная возможность объяснения насыщения заключается в предположении, что между нуклонами действуют обменные  силы. Однако, как мы увидим ниже, приводят к насыщению не j любые силы этого типа.
Выясним сначала, могут ли обусловить насыщение силы Майорана, для чего предположим, что состояние каждого нуклона можно описать с помощью функции, зависящей только от его координат. Это допущение не находится в противоречии с опытными фактами.
Потенциальная энергия Wвзаимодействия любого протона,  находящегося в состоянии u(r<shape id="_x0000_i1133" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1133">, s<shape id="_x0000_i1134" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1134">), с нейтроном в состоянии | u(r<shape id="_x0000_i1135" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image073.wmz» o:><img width=«11» height=«23» src=«dopb25680.zip» v:shapes="_x0000_i1135">, s<shape id="_x0000_i1136" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image073.wmz» o:><img width=«11» height=«23» src=«dopb25680.zip» v:shapes="_x0000_i1136">)при наличии сил Майорана имеет вид
           <imagedata src=«00011826.files/image183.png» o:><img width=«469» height=«63» src=«dopb25723.zip» v:shapes="_x0000_i1137">
Если протон и нейтрон находятся в различных состояниях, функции и(r<shape id="_x0000_i1138" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1138">) и       v(r<shape id="_x0000_i1139" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1139">) будут ортогональны друг другу, а интеграл W(это очевидно, если предположить, что V(r) можно аппроксимировать с помощью прямоугольной потенциальной ямы; тогда W=0). Энергия взаимодействия двух частиц будет отлична от нуля в том случае, если протон и нейтрон находятся в одном же состоянии. При взаимодействии Майорана нейтрон взаимодействовать с теми протонами, у которых координатная часть волновой функции совпадает с соответствующей волновой функции нейтрона. Согласно принципу Паули в ядре могут находиться два таких протона (с противоположно Ориентированными спинами); поэтому при силах Майорана каждый нейтрон может взаимодействовать с двумя протонами и, наоборот, каждый протон — с двумя нейтронами.
Отсюда можно сделать вывод, что в таких ядрах, как 2Не3, <shape id="_x0000_i1140" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1140">H2 и <shape id="_x0000_i1141" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image185.wmz» o:><img width=«9» height=«25» src=«dopb25724.zip» v:shapes="_x0000_i1141"><shape id="_x0000_i1142" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image069.wmz» o:><img width=«8» height=«23» src=«dopb25678.zip» v:shapes="_x0000_i1142">H3, насыщение наблюдаться не должно, но ядро 2Не4 должно представлять замкнутую систему. Энергия связи, нриходящаяся на частицу, подтверждает сделанный вывод. Если воспользоваться химической терминологией, можно было бы сказать, что каждый нуклон имеет по две «валентные» связи).
Иначе обстоит дело, когда между нуклонами действуют силы Гейзенберга. В этом случае в оператор потенциальной энергии входят операторы Паули, действующие на спиновую перемен­ную, в результате чего знак потенциала различен при парал­лельных и антипараллельных направлениях спинов взаимодей­ствующих частиц. Поэтому нейтрон может притягивать к себе только один протон, а протон — только один нейтрон. При силах Гейзенберга систему с насыщенными ядерными связями должен был бы представлять дейтрон. Большая энергия связи, приходя­щаяся на каждую частицу в ядре <shape id="_x0000_i1143" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image134.wmz» o:><img width=«11» height=«23» src=«dopb25680.zip» v:shapes="_x0000_i1143">Не4, с этой точки зрения объ­яснена быть не может. Следовательно, приняв, что ядерные силы являются обменными, мы должны либо отдать предпочтение силам Майорана, либо считать, что они представляют собой «смесь» сил Майорана и Гейзенберга, причем большую часть этой «смеси» составляют силы Майорана. (Силы же Бартлетта, при которых отсутствует замена пространственных координат, к насыщению не приводят.)
Однако рассеяние нейтронов и протонов, обладающих боль­шими энергиями, говорит о том, что ядерные силы не могут быть чисто обменными силами, а являются, по-видимому, комбина­цией обычных и обменных сил. Присутствие же в гамильтониане членов, соответствующих обычным силам, вновь поднимает вопрос объяснения насыщения ядерных сил ).
Для объяснения насыщения в этом случае принимают, что между нуклонами, помимо рассмотренных выше сил, действуют так называемые «множественные» силы, сущность кото­рых заключается в их отсутствии при взаимодействии двух ча­стиц и отталкивании между тремя или большим числом частиц.
 Мезоны и ядерные силы
В предыдущем разделе было дано формальное определение обмен­ных сил, причем не затрагивались вопросы, связанные с осуще­ствлением обмена зарядами, спинами или координатами. Пред­ставление о механизме обмена базируется на соображениях, аналогичных использованным Дираком при построении теории электромагнитного взаимодействия.
В этой теории двойственная, корпускулярно-волновая при­рода электромагнитных явлений интерпретируется с помощью волновой аналогии, согласно которой в пространстве, окружаю­щем взаимодействующие заряды или токи, существует поле, ха­рактеризуемое в каждой точке потенциалами или векторами на пряженности. С другой стороны, те же явления могут быть ис­толкованы с помощью понятия квантов. Иначе говоря, с элек­тромагнитным полем связывается представление о фотонах — «квантах этого поля, являющихся «частицами» с равными нулю зарядом и массой покоя и подчиняющихся статистике Бозе — Эйнштейна. Фотоны могут испускаться и поглощаться, т. е. воз­никать и исчезать; взаимодействие же между зарядами может быть объяснено обменом квантами электромагнитного поля.
Аналогичные представления были использованы и при по­строении теории взаимодействия нуклонов. Предполагалось, что каждый нуклон характеризуется специфическим «нуклонным зарядом», создающим поле ядерных сил. Этому полю соответ­ствуют кванты, которые, в отличие от квантов электромагнит­ного поля, могут иметь не равную нулю массу покоя. Впервые эта идея была высказана в 1934 г. Д. Д. Иваненко и И. Е. Таммом, допускавшими, что квантами ядерного поля являются элек­троны и нейтрино. Предположение, что ядерное взаимодействие осуществляется через электронно-нейтринное поле, позволило объяснить короткодействующий характер ядерных сил, но при­вело бы к слишком малым значениям энергии связи нуклонов.
Эта идея нашла дальнейшее развитие в работе Юкавы, который предположил, что «тяжелым» квантом поля ядерных сил является (в то время еще гипотетическая) частица с мас­сой покоя, равной примерно 200 электронным массам. В 1937 г.  в составе космического излучения была обнаружена частица с массой, близкой к 200 те, получившая название мезона. Первоначально считалось, что квантом ядерного поля является именно такой мезон; однако дальнейшие исследования показали ошибочность этого. Частица с m<shape id="_x0000_i1144" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image187.wmz» o:><img width=«41» height=«19» src=«dopb25725.zip» v:shapes="_x0000_i1144">mе в настоящее время известна под названием мюзона. Он весьма незначительно взаи­модействует с нуклоном — примерно в 1012 раз слабее, чем если, бы он действительно, был тяжелым квантом ядерного поля.
Определенная к настоящему времени масса мюона m<shape id="_x0000_i1145" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image189.wmz» o:><img width=«16» height=«17» src=«dopb25726.zip» v:shapes="_x0000_i1145"> = 105,659 Мэв ) . Обнаружены положительные и отельные мюоны, причем по абсолютной величине их заряд, по-видимому, не отличается от заряда электрона. Спин мюона ра­вен Ѕ. Как положительные, так и отрицательные мюоны не­устойчивы; их средняя продолжительность жизни в вакууме в си­стеме координат, связанной с мюоном, равна <shape id="_x0000_i1146" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image191.wmz» o:><img width=«19» height=«25» src=«dopb25727.zip» v:shapes="_x0000_i1146">=2,2 • 106сек ).; Распад мюона происходит по схеме
                <imagedata src=«00011826.files/image193.png» o:><img width=«406» height=«30» src=«dopb25728.zip» v:shapes="_x0000_i1147">
где е± обозначает электрон или позитрон, v<shape id="_x0000_i1148" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image195.wmz» o:><img width=«12» height=«25» src=«dopb25729.zip» v:shapes="_x0000_i1148"> и ve— нейтраль­ные частицы (мюонное и электронное нейтрино); черточка над символом' обозначает античастицы.
Слабое взаимодействие мюонов с нуклонами подтверждается, в частности, тем, что <shape id="_x0000_i1149" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image197.wmz» o:><img width=«23» height=«24» src=«dopb25730.zip» v:shapes="_x0000_i1149"> может захватываться ядрами на К-, L-, … оболочки атома, при этом образуются мезоатомы Радиус мюонной орбиты в 207 раз меньше радиуса электронной орбиты, в результате чего для элементов с Z> 30 размеры К-орбиты мюона становятся сравнимыми с размерами ядер. При этом мюон большую часть времени проводит внутри ядер. Несмотря на это, не наблюдается резкого уменьшения средней продолжительности жизни мюона, что можно объяс­нить только слабым взаимодействием мюонов с нуклонами. Роль мюона в ядерных процессах неясна. Ясно, однако, что он не мо­жет играть роли кванта ядерного поля из-за слабого взаимодей­ствия с нуклонами.
В 1947 г. в составе космического излучения были обнару­жены частицы, сильно взаимодействующие с нуклонами. Их на­звали <shape id="_x0000_i1150" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image199.wmz» o:><img width=«15» height=«15» src=«dopb25731.zip» v:shapes="_x0000_i1150">-мезонами. Год спустя они были получены искус­ственным путем бомбардировкой ядер различных элементов быстрыми (300 — 400 Мэв) <shape id="_x0000_i1151" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image201.wmz» o:><img width=«16» height=«15» src=«dopb25732.zip» v:shapes="_x0000_i1151">-частицами, протонами и нейтро­нами. Сначала были обнаружены только заряженные <shape id="_x0000_i1152" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image203.wmz» o:><img width=«28» height=«17» src=«dopb25733.zip» v:shapes="_x0000_i1152">-мезоны, которые распадаются по схеме
                      <imagedata src=«00011826.files/image205.png» o:><img width=«333» height=«30» src=«dopb25734.zip» v:shapes="_x0000_i1153">
Такой распад <shape id="_x0000_i1154" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image207.wmz» o:><img width=«15» height=«15» src=«dopb25731.zip» v:shapes="_x0000_i1154">-мезона называется <shape id="_x0000_i1155" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image208.wmz» o:><img width=«16» height=«17» src=«dopb25726.zip» v:shapes="_x0000_i1155">-распадом.
В 1950 г. были обнаружены  нейтральные <shape id="_x0000_i1156" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image209.wmz» o:><img width=«15» height=«15» src=«dopb25731.zip» v:shapes="_x0000_i1156">-мезоны (<shape id="_x0000_i1157" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image210.wmz» o:><img width=«21» height=«21» src=«dopb25735.zip» v:shapes="_x0000_i1157">), вернее, пары <shape id="_x0000_i1158" type="#_x0000_t75" o:ole=""><imagedata src=«00011826.files/image212.wmz» o:><img width=«13» height=«17» src=«dopb25736.zip» v:shapes="_x0000_i1158"> — квантов, возникающих при их распаде:
    продолжение
--PAGE_BREAK--