|
|
] и v/ (x)==vi' (I)YO ≈ операторы полей заряж. леп-тонов (е, [д., т) и соответствующих нейтрино (ve, vp,+ vt )>
Ум* у ъ -^ Дирака, матрицы]. Ток /[i (#) построен так, что сохраняются по отдельности электронное, мюон-ное и таонное лептонные числа.
Адронный 3. т. Кабиббо [Н. Кабиббо (N. Cabibbo),
19G3] имеет вид:
/£ = /1 (Д5 -0) cosOc + /J (Д5 = 1) sin Qc,
где BC≈ Кабиббо угол, первое слагаемое ≈ 3, т., не изменяющий странности S, второе слагаемое ≈ ток, изменяющий 5 на единицу, векторная, часть
тока /д (Д5 ≈ 0) сохраняется (см. Векторного тока сохранение]. Аксиальная часть тока /д (Д& = 1) удовлетворяет условию частичного сохранения аксиального тока (см. Аксиального тока частичное сохранение}', его матричные элементы отличны от нуля только в случае, если удовлетворяются правила отбора &Q = Д5 и Д/ ≈ :/2 (Q ≈ электрич. заряд, / ≈ изотонии, спин), Через операторы нолей u-T rf- и s-кварков ток Кабиббо записывается след, образом:
cos
(a) sin 6C].
/ ≈ и И Тд (1 + Ve)
Если бы полный адронный 3. т. совпадал с током биббо, то в калибровочных теориях электрослабого взаимодействия, возник бы изменяющий странность нейтральный ток, к-рый на опыте не наблюдается
(напр., относит, вероятность распада K^-VJI^VV меньше
6-10-7), Чтобы избежать этого, к току Кабиббо необходимо добавить 3. т. Глэшоу ≈ Илиопулоса ≈ Майами (ГИМН III. Глэшоу (Sh. Glashow), Дж. Илиопулос (J. Iliopulos), Л, Майаии, (L. Maiani), 1970], в к-рый входит дополнительный, очарованный, кварк с:
W cosBc], (2)
где с(х) ≈ оператор поля с-кварка. Т. к. sm2Gc^O,05, то из (2) следует, что в распадах очарованных частиц. должны доминировать каналы, в к-рых образуются странные частицы. Это предсказание теории хорошо подтверждается на опыте. Напр., вероятности распадов
0~-мезона по каналам К~+вс6 и К°+ вс╦ составляют
соответственно 16(4)% и 48(15)%, тогда как вероятность распада О^^-л^ л + п~ равна 0,5(0,2)%. Сумма токов Кабиббо и ГИМ может быть записана в виде:
о =
ортогональная матрица. Т. о., в ток /$ входит только один параметр ≈ 6С. Если учесть также тяж╦лые Ь~ п 2-кваркп. т. е. добавить в теорию ещ╦ один кварковый дублет, то 3. т. имеет в этом случае существенно более сложную структуру:
f, ^г~ч ^≈∙
/д= 2 *W + Y5)*Vff?. (3)
^^≥ Ч ч I?' ≈ W, С, t
q=-d, 5, £>
Здесь U ≈ унитарная 3x3 матрица, введ╦нная в 1973 М, Кобаяси (М. Kobayashi) и Н. Маскава (К. Mas-kawa). Она характеризуется, тремя углами и одной фазой. Если фаза отлична от нуля, то это означает, что слабое взаимодействие не инвариантно относительно СР-преобразования. Все известные слабые процессы, обусловленные 3. т., могут быть описаны с
помощью выражений (1) и (3).
Лит.: Б и л е н ь Е; и И С. М., Лекции по физике нейтринных и леитон-нушюнных процессоп, М,, 1981; О к у н ь Л. Б,, Лептоны и кварки, М., 1981. С. М. В-илепъкий.
ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ ДВИЖЕНИЕ в э л е к т-рическом и магнитном нолях ≈ перемещение частиц в пространстве под действием сил
этих полей. Ниже рассмотрены движения частиц плазмы, хотя нек-рые положения являются общими и для плазмы тв╦рдых тел (металлов, полупроводников). Различают следующие основные типы движения заряж. частиц (ДЗЧ): равноускоренное движение в пост, электрич. поле, вращательно-поступательное (но спирали) в пост. магн. поле, дрейфовое движение из-за слабой неоднородности магн. ноля или под действием др. сил, перпендикулярных магн, полю. В ансамбле заряж. частиц (плазме) с неоднородной концентрацией возникает диффузия.
В общем виде движение отдельной заряж, частицы описывается ур-нием:
л
(1)
где r ≈ радиус-вектор частицы, v ≈ скорость,
.≈и*/с2≈масса, p≈mv ≈ импульс, е ≈ заряд, К и Н ≈ напряж╦нности электрич. и магн. полей соответственно. Правая часть (1) ≈ выражение для Лоренца силы. Из (1) следует, что изменение кинстпч. энергии £K ≈ mcz со временем равняется работе, производимой электрич. полем:
К rf)J -w-i (С}\
dt dt
Магн, поле работы не совершает, т. к. соответствующая ему сила перпендикулярна вектору скорости. В случае статич. нолей из (2) следует интеграл энергии:
£ = 8К 4- ft/ ≈ <% = const, (3)
где £/(/∙) ≈ потенциал электрич. поля Е~ ≈ у U. Для нолей Е и //, произвольно меняющихся во времени и пространстве, ур-ния (1) не интегрируемы в общем виде; лишь для простых типов полей они интегрируемы точно. Во многих практически важных случаях разработаны приближ╦нные методы решения ур-ний (1) с помощью ЭВМ,
В постоянном электрическом поле в нерелятивистском случае (f<c) ДЗЧ аналогично движению материальной точки в пост, поле тяжести: роль ускорения силы тяжести д играет величина еК/т\ траектория заряда ≈
парабола х= (em£/2pl)yzjrconst. Ось х выбрана вдоль К. В случае релятивистского движения траектория представляет собой ценную линию
я^£0сЬ [eEy/pQc]/eE.
В неоднородном электростатическом поле ДЗЧ имеет глубокую аналогию с распространением световых лучей в прозрачной преломляющей среде. Для заряда, движущегося в пространстве, в к-ром на некоторой границе имеется скачок потенциала £Г(л:<а)=С71 и U(x^a)=UZi иэ (3) следует (при £0≈0, vjc< выражение для скоростей:
при х < я, г^2 =
при х ^ а.
При прохождении через границу частица испытывает действие силы, направленной по нормали, а тангенциальная составляющая оста╦тся неизменной: i^sin a.≈ = yasin p (ct, p ≈ углы падения и «преломления»), Подставляя значения i?t и уа, получаем условие
sin a/sin $ = 77а/ £/1?
полностью совпадающее с обычной формулировкой закона преломления в оптике. Роль показателя преломления играет квадратный корень из значения потенциала в данной точке. Эта аналогия позволяет использовать методы геом. оптики и служит основой для создания электронной и ионной оптики.
В постоянном магнитном поле ДЗЧ можно представить в виде
X ш
55
