Перейти в начало сайта Перейти в начало сайта
Электронная библиотека «Наука и техника»
n-t.ru: Наука и техника
Начало сайта / Научные статьи / Физика микромира
Начало сайта / Научные статьи / Физика микромира

Научные статьи

Физика звёзд

Физика микромира

Журналы

Природа

Наука и жизнь

Природа и люди

Техника – молодёжи

Нобелевские лауреаты

Премия по физике

Премия по химии

Премия по литературе

Премия по медицине

Премия по экономике

Премия мира

Книги

Вода знакомая и загадочная

Как люди научились летать

Люди и биты. Информационный взрыв: что он несет

Превращение элементов

Приключения великих уравнений

Часы. От гномона до атомных часов

Издания НиТ

Батарейки и аккумуляторы

Охранные системы

Источники энергии

Свет и тепло

Научно-популярные статьи

Наука сегодня

Научные гипотезы

Теория относительности

История науки

Научные развлечения

Техника сегодня

История техники

Измерения в технике

Источники энергии

Наука и религия

Мир, в котором мы живём

Лит. творчество ученых

Человек и общество

Образование

Разное

Электромагнитная модель нейтрино

Борис Васильев

Рецензия:

Статья опубликована в журнале Journal of Modern Physics (Vol. 8, No. 3) 28.02.2017.


Рассматривается возможность того, что нейтрино являются специфическими магнитными γ-квантами (магнитными солитонами), лишёнными электрической компоненты. Показано, что возникновение таких магнитных гамма γ-квантов в пустом пространстве (в эфире) может быть объяснено на основе стандартной теории Максвелла.

В курсах электродинамики обычно принято в качестве источников электромагнитных волн рассматривать колеблющиеся диполи. Электромагнитные волны, индуцируемые колеблющимися диполями, характеризуются обязательным наличием равных друг другу магнитной и электрической составляющих. Магнитный γ-квант возбуждается в эфире, если в результате ядерной реакции рождается релятивистская частица, обладающая магнитным моментом, которого не было у исходной частицы. Из-за отсутствия в природе магнитных монополей, магнитные γ-кванты должны очень слабо взаимодействовать с веществом. Это свойство позволяет отождествить их с нейтрино. Эта концепция находит подтверждение в том, что на её основании удаётся по-новому взглянуть на природу пи-мезона и мю-мезона и с хорошей точностью вычислить их массы.

Высказано предположение о необходимости повторения опыта Л. Ледермана с потоком нейтрино низких энергий.

1. Введение

Нейтрино – нейтральные фундаментальные частицы представляются весьма таинственными из-за своей экстремально высокой проникающей способности. Выяснение причины этой таинственной способности является главной задачей их описания.

Первыми о существовании нейтрино догадались теоретики. В. Паули в 1931 году предположил возможность существования нейтрино, стремясь спасти закон сохранения энергии при β-распаде. Дальнейшее детальное изучение β-распадов дало первые экспериментальные доказательства его возможного существования.

Однако для того, чтобы с уверенностью говорить о существовании нейтрино, нужно было детектировать нейтрино в свободном состоянии на некотором удалении от места его рождения. Впервые это удалось Фредерику Райнесу (Frederick Reines) и Клайду Коэну (Clyde Cowan) в эксперименте, где источником нейтрино служил ядерный реактор. Ими впервые было экспериментально определена величина сечения реакции захвата антинейтрино протоном.

Дальнейшие исследования ядерных реакций, происходящих с участием нейтрино, показали, что нейтрино существуют в двух различных модификациях – нейтрино и антинейтрино.

Схематическое изображение установки Ледермана

Рис. 1. Схематическое изображение установки Ледермана

Вывод о существовании мюонных нейтрино и электронных нейтрино был сделан Л. Ледерманом и его коллегами на основании результатов проведённого ими эксперимента (рис. 1). В этом эксперименте на пучок протонов с энергией 15 ГэВ была помещена мишень из бериллия, которая служила источником π-мезонов. Распад π-мезонов приводил к возникновению пучка μ-мезонов и нейтрино. Мощная защита из железа отсекала все частицы. Через неё проходили только нейтрино, которые вызывали реакции

\[\begin{array}{l}\overline \nu + p = n + {\mu ^ + }\\\nu + n = p + {\mu ^ - }.\end{array}\](1)

При этом реакций с рождением электронов и позитронов обнаружено не было:

\[\begin{array}{l}\overline \nu + p = n + {e^ + }\\\end{array}\](2)
\[\nu + n = p + {e^ - }\](3)

На основании этого эксперимента был сделан вывод о том, что нейтрино, образованные мюонами, могут в дальнейшем участвовать только в реакциях с рождением мюонов, поскольку они несут некий мюонный «заряд», которого нет у электронных нейтрино.

2. Фотоны и нейтрино

В природе существует другая частица – фотон, которая имеет с нейтрино некоторые общие черты. Нейтрино и фотон являются стабильными частицами, которые перемещается в пространстве со скоростью света. У нейтрино, также как у фотона, нет электрического заряда и массы.

Рассмотрим свойства фотонов, образующих электромагнитную волну. Плоско поляризованная электромагнитная волна в вакууме имеет две ортогональных составляющих. В одной плоскости, перпендикулярной вектору распространения, колеблется электрическое поле. Если источником электромагнитной волны является магнитный диполь m, то вдали от него амплитуда колебаний напряжённости электрического поля составит величину [1, 2]:

\[{\bf{E}}(R,t) = - \frac{1}{{{c^2}R}}[{\bf{\ddot m}}({{\bf{t}}^ * }) \times {\bf{n}}].\](4)

Перпендикулярно электрическому полю (и направлению распространения) в волне колеблется магнитное поле:

\[{\bf{H}}(R,t) = - \frac{1}{{{c^2}R}}\left[ {{\bf{n}} \times [{\bf{\ddot m}}({t^ * }) \times {\bf{n}}]} \right] + \frac{1}{{c{R^2}}}\left[ {{\bf{n}} \times [{\bf{\dot m}}({t^ * }) \times {\bf{n}}]} \right]\](5)

Из этих формул видно, что амплитуда колебаний электрического поля в волне зависит только от второй временной производной от функции, описывающей колеблющийся диполь. В то же время в амплитуду колебаний магнитного поля вносит вклад ещё и первая временная производная. Поскольку этот вклад в λ / R раз меньше вклада от второй производной, то обычно он настолько мал, что им можно пренебречь.

Однако он станет основным, если окажется, что \(\ddot m = 0\). В этом случае волна будет лишена электрической составляющей и только магнитная волна с напряжённостью, пропорциональной \(\dot m\), будет распространяться в пространстве.

Будучи циркулярно поляризованным полноценный фотон, обладающий как магнитной, так и электрической составляющей, имеет спин равный 1. Кажется естественным предположить, что циркулярно поляризованный магнитный фотон, лишённый электрической составляющей, должен обладать спином равным 1/2.

Другое необычное свойство, которым должен обладать магнитный фотон, возникает из-за отсутствия в природе магнитных монополей. Дело в том, что обычные фотоны, обладающие электрической компонентой, рассеиваются и поглощаются в веществе благодаря наличию в нём электронов. В отсутствии магнитных монополей магнитный фотон должен чрезвычайно слабо взаимодействовать с веществом и длина его свободного пробега в среде должна быть примерно на два десятка порядков больше, чем у обычного фотона [2].

Однако следует подчеркнуть, что периодически колеблющийся магнитный диполь всегда возбуждает электромагнитную волну, обладающую электрической компонентой.

Поэтому возбуждение чисто магнитного фотона колеблющимся диполем невозможно.

3. Как возбудить магнитный фотон?

3.1. Функция Хевисайда и её производные

Альтернативный метод возбуждения колебаний в эфире – осуществить резкий удар по нему с помощью мгновенно возникающего магнитного момента.

Схематическое изображение цепочки превращений π-мезона в μ-мезон и в электрон

Рис. 2. Схематическое изображение цепочки превращений π-мезона в μ-мезон и в электрон. Внизу схематическое изображение, возникающих при этом магнитных моментов

Такое явление имеет место, например, в цепочке последовательных превращений π -мезон → μ -мезон → электрон (рис. 2).

π-мезон не имеет магнитного момента, но μ-мезон магнитным моментом обладает. Превращение π-мезона в μ-мезон происходит за очень короткое время. Оценку этого времени можно получить, используя соотношение неопределённости:

\[{\tau _{\pi \to \mu }} \approx \frac{\hbar }{{({M_\pi } - {M_\mu }){c^2}}} \approx {10^{ - 23}}{\rm{c}}{\rm{.}}\](6)

В несколько раз меньшее время потребуется для превращения μ-мезона в электрон.

Скачкообразное возникновение магнитного момента можно описать с помощью функции Хевисайда.

Функция Хевисайда и её первая производная

Рис. 3. Функция Хевисайда и её первая производная. Вторая производная у этой функции отсутствует

Функция Хевисайда – ступенчатая функция равная нулю при отрицательных аргументах и единице при положительных. В нуле эта функция требует дополнительного определения. Обычно удобным считается задать её в нуле равной 1/2:

\[He(t) = \left\{ {\begin{array}{*{20}{c}}{0\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t < 0}\\{\frac{1}{2}\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t = 0}\\{1\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t > 0}\end{array}} \right.\](7)

Первая производная от функции Хевисайда \(\frac{d}{{dt}}He(t) \equiv \dot He(t)\) есть δ-функция Дирака:

\[\dot He(t) = \delta (0) = \left\{ {\begin{array}{*{20}{c}}{0\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t < 0}\\{ \to \infty \;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t = 0}\\{0\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t > 0}\end{array}} \right.\](8)

В таком представлении вторая производная от функции Хевисайда отсутствует (рис. 3).

Чтобы проанализировать эту проблему с другой стороны, можно аппроксимировать ступеньку Хевисайда с помощью гладкой непрерывной функции:

\[F(t) \sim \frac{1}{{1 + {e^{ - 2x/k}}}},\](9)

здесь меньшему k соответствует более крутой подъём ступеньки (рис. 4).

Ступенчатая функция Хевисайда и ее производные, аппроксимированные тригонометрическими функциями

Рис. 4. Ступенчатая функция Хевисайда и ее производные, аппроксимированные тригонометрическими функциями

Как видно из этого рисунка вторая производная от сглаженной ступеньки представляет собой две полуволны разной полярности. Т.к. длительность всего процесса составляет примерно 10 –23 с, то за столь короткий промежуток времени разнополярные волны электрической напряжённости компенсируют действие друг друга и в результате не оказывают действия на вещество.

При этом магнитное поле описывается δ-образной первой производной от функции Хевисайда, которая несёт всю энергию такого кванта, что позволяет называть его магнитным.

3.2. Нейтрино и антинейтрино

Можно считать, что мгновенное возникновение магнитного дипольного момента происходит в процессе β-распада.

В соответствии с электромагнитной моделью нейтрона [3], спин релятивистского электрона, который формирует нейтрон вместе с протоном, равен нулю. Поэтому магнитный момент электрона при этом ненаблюдаем. При β-распаде нейтрона электрон приобретает свободу, а вместе с ней спин и магнитный момент. Учитывая то, что вылетающий электрон имеет скорость, близкую к скорости света, этот процесс должен происходить скачкообразно.

Эксперименты показывают, что реакция β-распада нейтрона сопровождается вылетом антинейтрино:

\[n \to {p^ + } + {e^ - } + \tilde \nu .\](10)

Таким образом, δ-образный всплеск магнитного поля, возникающий при скачкообразном возникновении магнитного момента электрона, можно отождествить с антинейтрино.

Поскольку в исходном связанном состоянии (в составе нейтрона) электронный спин был равен нулю [3], а в конечном свободном состоянии его спин равен ħ / 2, то с учётом закона сохранения момента импульса магнитный γ-квант должен уносить с собой момент импульса равный – ħ / 2.

Две функции Хевисайда, ответственные за рождение нейтрино и антинейтрино

Рис. 5. Две функции Хевисайда, ответственные за рождение нейтрино и антинейтрино

Другая реализация магнитного γ-кванта должна возникнуть при обратном процессе – при K-захвате. При этом процессе электрон, первоначально формировавший оболочку атома и обладавший собственным магнитным моментом и спином, в определённый момент захватывается протоном ядра и образует вместе с ним нейтрон. Этот процесс можно описать обратной функцией Хевисайда. Эта функция равна 1 при отрицательных временах и обнуляется при t = 0:

\[\widetilde He(t) = \left\{ {\begin{array}{*{20}{c}}{1\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t < 0}\\{\frac{1}{2}\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t = 0}\\{0\;\;{\mathop{\rm if}\nolimits} \;\;t > 0}\end{array}} \right.\](37)

При таком процессе должен возникать магнитный γ-квант обратной направленности поля относительно вектора его распространения R (рис. 5). Такому «обратному» всплеску соответствует нейтрино в реакции K-захвата:

\[{p^ + } + {e^ - } \to n + \nu .\](12)

4. Мезоны как возбуждённые состояния электрона

В цепочке превращений пион  → мюон  → электрон рождается три нейтрино (рис. 2). Заряженные пионы (π-мезоны), спины которых равны нулю, не обладают магнитными диполями. В момент превращения π-мезона в мюон (μ-мезон) скачкообразно возникает магнитный момент mμ = eħ / 2mμc, что сопровождается испусканием антинейтрино \(\tilde \nu \). При распаде мюона генерируется излучение нейтрино ν, которое вызвано тем, что исчезает мюонный магнитный момент. Одновременно с этим рождается электрон, обладающий магнитным моментом me = eħ / 2me c, что приводит к излучению ещё одного антинейтрино \(\tilde \nu \).

Тот факт, что никаких других продуктов кроме нейтрино и антинейтрино в этих реакциях не возникает, приводит нас к предположению, что пион и мюон должны являться возбуждёнными состояниями электрона.

Эти мезоны имеют массы

\[\begin{array}{*{20}{c}}{M_\pi ^ \pm = 273,13{m_e}}\\{M_\mu ^ \pm = 206,77{m_e}}\end{array}\](13)

Будем предполагать, что возбуждённое состояние электрона формируется за счёт того, что точечная частица с массой \(M = \frac{{{m_e}}}{{\sqrt {1 - {\beta ^2}} }}\) (здесь β = v /c) и зарядом e вращается по окружности радиуса R со скоростью v → c. Устойчивыми возбуждёнными состояниями будем считать те, для которых дебройлевская длина волны укладывается на длине окружности целое число раз:

\[\frac{{2\pi R}}{{{\lambda _D}}} = n,\](14)

здесь λD = 2πħ / P – длина волна де Бройля, P – обобщённый импульс частицы, n = 1, 2, 3... – целое число.

Инвариантный кинетический момент импульса (спин) такой частицы

\[{\bf{S}} = n\,[{\bf{R}} \times ({\bf{p}} - \frac{e}{c}{\bf{A}})],\](15)

где \(A = \frac{{[{\bf{m}} \times {\bf{R}}]}}{{{R^3}\sqrt {1 - {\beta ^2}} }}\) – векторный потенциал магнитного поля, создаваемого вращающимся зарядом. С учётом того, что магнитный момент, заряда e, вращающегося по кругу,

\[{\bf{m}} = \frac{e}{{2c}}[{\bf{R}} \times {\bf{v}}]\](16)

получаем

\[S = n\hbar \left( {1 - \frac{\alpha }{{2\sqrt {1 - {\beta ^2}} }}} \right).\](17)

Здесь α = e2 / ħc – постоянная тонкой структуры.

Из уравнения (17) следует, что условию S = 0 соответствует такая скорость движения частицы, при которой коэффициент \(\frac{1}{{\sqrt {1 - {\beta ^2}} }}\) равен 2 / α. При этом масса частицы оказывается равной

\[{M_0} = \frac{2}{\alpha }{m_e} = 274,08\,{m_e}.\](18)

Это значение массы очень близко к величине массы π-мезона (13), имеющего спин равный нулю:

\[\frac{{{M_0}}}{{{M_{{\pi ^ \pm }}}}} \approx 1,003\](19)

Условию S = ħ / 2 соответствует скорость вращения частицы, при которой коэффициент \(\frac{1}{{\sqrt {1 - {\beta ^2}} }}\) равен 3 / 2α (при n = 2) и масса частицы

\[{M_{1/2}} = \frac{3}{{2\alpha }}{m_e} = 205,56\,{m_e}.\](20)

Это значение массы очень близко к величине массы μ-мезона (13), имеющего спин равный ħ / 2:

\[\frac{{{M_{1/2}}}}{{{M_{{\mu ^ \pm }}}}} \approx 0,9941\](21)

5. О мюонном нейтрино

5.1. Типы нейтрино

Реакции взаимодействия антинейтрино с протоном можно записать в виде:

\[\tilde \nu + p\begin{array}{*{20}{c}} \nearrow \\ \searrow \end{array}\begin{array}{*{20}{c}}{{\mu ^ + } + n}\\{}\\{{e^ + } + n}\end{array}\](22)

Аналогично реакции нейтрино и нейтрона:

\[\nu + n\begin{array}{*{20}{c}} \nearrow \\ \searrow \end{array}\begin{array}{*{20}{c}}{{\mu ^ - } + p}\\{}\\{{e^ - } + p}\end{array}\](23)

Опыт Ледермана, показал, что те нейтрино, которые рождены при превращении пиона в мюон, в дальнейшем участвуют только в мюонных модах реакций. В то время как электронные моды не реализуются.

Этот результат вызывает удивление. Дело в том, что все нейтрино – и мюонные, и электронные – рождаются при скачкообразном возникновении магнитных моментов. Функции Хевисайда, описывающие этот процесс, имеют только один переменный параметр с двумя значениями – вверх или вниз. Это соответствует нейтрино или антинейтрино (рис. 5).

Ступеньке Хевисайда нельзя придать ещё какое-то значение. На ней невозможно поставить какую-либо метку.

Если рассматривать нейтрино как элементарные частицы, то кажется возможным приписывать им ещё какие-то специфические мюонные и электронные «заряды». Однако для магнитных гамма-квантов это неприемлемо.

При этом кажется совершенно излишним считать, что рождение свободного электрона в основном состоянии и рождение его в возбуждённом состоянии (в качестве мюона) должно описываться в чём-то отличающимися ступеньками Хевисайда. Отличия возможны в величине этих ступенек, но т.к. для нейтрино в β-распадах характерен широкий спектр энергий, то этот параметр не может различать типы нейтрино.

5.2. Опыт Ледермана

В опыте Л. Ледермана [5] использовался первичный пучок протонов с энергией 15 ГэВ. В результате их взаимодействия с мишенью создавался пучок высокоэнергетичных заряженных μ-мезонов, которые, в свою очередь распадаясь, создавали высокоэнергетичные заряженные μ-мезоны и нейтрино νμ.

В дальнейшем эти нейтрино, взаимодействуя с нуклонами, вызывали реакции мюонной моды (1), а реакции электронной моды (3) зарегистрирована не была.

На основании этого был сделан вывод о существовании нейтрино специфического мюонного типа. Этот вывод был бы верным, если бы эти реакции были бы равновероятными. Однако это не так, поскольку продукты этих реакций имеют различные фазовые объёмы.

В качестве примера обратим внимание на реакцию распада π-мезона.

Заряженный π-мезон имеет два канала распада.

\[{\pi ^ \pm }\begin{array}{*{20}{c}} \nearrow \\ \searrow \end{array}\begin{array}{*{20}{c}}{{\mu ^ \pm } + \nu }\\{}\\{{e^ \pm } + \nu }\end{array}\](24)

Измерения показывают, что мюонная мода этой реакции оказывается примерно на четыре порядка более вероятной.

Причиной подавления электронного канала по сравнению с мюонным служит то, что электроны в этой реакции рождаются релятивистскими, а мюоны нерелятивистскими. Так как кинетическая энергия электрона и нейтрино в этом распаде значительно больше их масс, их спиральность с хорошей точностью сохраняется, и распад подавляется по отношению к мюонной моде множителем [6]

\[{R_\pi } = \frac{{m_e^2}}{{m_\mu ^2\left( {1 - {\textstyle{{{m_\mu }} \over {{m_\pi }}}}} \right)}} \approx 1,3 \cdot {10^{ - 4}},\](25)

который хорошо согласуется с данными измерений.

В реакции взаимодействия нейтрино с нуклонами следует ожидать подобного явления, поскольку также имеются мюонный и электронный канал реакции, который должен быть подавлен из-за его релятивизма. В то время, когда Л. Ледерман с коллегами проводил свои измерения, об это известно ещё не было.

Принимая во внимание подавление электронной моды распада в таких реакциях, можно думать, что именно по этой причине Ледерман с коллегами не обнаружили электронов и позитронов, а совсем не из-за существования специфического мюонного «заряда».

5.3. Как уточнить постановку эксперимента Ледермана?

Использование Ледерманом первичного пучка протонов с очень высокой энергией создавало большой поток нейтрино, летящих вперёд. Однако это экспериментальное преимущество привело к подавлению электронной моды реакции.

Для того, чтобы этого избежать нужно повторить эксперимент Ледермана при меньшей энергии первичных протонов.

Если энергия протонов в первичном пучке лишь немного превышает порог рождения π-мезона в р-р реакции (290 МэВ), то рождающиеся π-мезоны будут обладать малой кинетической энергией. Нейтрино, рождающиеся в результате их распада, будут обладать энергией около 30 МэВ. Взаимодействие этих нейтрино с протонами мишени не может осуществить мюонную ветвь реакции, поскольку порог рождения мюона составляет примерно 105 МэВ. Электронная мода реакции должна при этом идти со стандартным сечением. Однако, следует заметить, что регистрация электронной моды в этом случае будет затруднена тем, что распад π-мезонов будет происходить внутри угла равного 4π.

Чтобы улучшить геометрию опыта можно поднять энергию первоначальных протонов примерно до 360 МэВ. При этом порог мюонной реакции ещё не будет достигнут, но регистрация электронной моды должна увеличиться в несколько раз за счёт более выгодной направленности потока нейтрино.

Важно, что если повысить энергию протонов в первичном пучке всего лишь примерно на 10 МэВ, рождающиеся нейтрино смогут осуществить мюонную реакцию, а электронная ветвь реакции в этом случае окажется подавленной.

6. Нейтрино и β-распад

Электромагнитная модель нейтрона описывает нейтрон как корпускулу, в которой вокруг протона вращается релятивистский электрон [3...4]. В этом описании нейтрона можно увидеть много общего с представлением об атоме водорода в модели Бора. Разница в том, что электрон в атоме Бора нерелятивистский, а в модели нейтрона – релятивистский. Электромагнитная модель даёт возможность предсказать почти все свойства нейтрона с высокой точностью. Таким образом, удаётся вычислить массу нейтрона, его магнитный момент, энергию его распада. Кроме того эта модель объясняет возникновение ядерных сил. По крайней мере, вычисленные на её основе значения энергии связи легчайших ядер согласуются с данными измерений [4].

Однако время жизни нейтрона таким путём предсказать не удаётся. В рамках электромагнитной модели, которая так удачно описывает основные свойства нейтрона, вообще нет видимой причины, которая могла бы вызвать реакцию распада нейтрона

\[{n^0} \to {p^ + } + {e^ - } + \tilde \nu .\](26)

Поэтому можно предполагать, что равновесное состояние нейтрона разрушается под воздействием извне.

Следует отметить, что атом Бора сам тоже не может распасться на протон и электрон. Для этого необходимо внешнее действие.

Направление поиска причины распада нейтрона подсказывает известная и экспериментально исследованная реакция диссоциации нейтрона под действием нейтрино (3).

Учитывая её существование, можно высказать предположение, что распад нейтрона может быть результатом воздействия на него нейтринного потока, пронизывающего наши земные лаборатории, например при рассеянии энергичного нейтрино

\[{n^0} + \nu \to {p^ + } + {e^ - } + \tilde \nu + \nu .\](27)

В настоящее время существует результат измерений, который свидетельствует о возможном влиянии потока реакторных нейтрино на бета-распад нейтрона и время его жизни.

Измерения времени жизни нейтрона в прошлом веке проводились на реакторах относительно малой мощности. Согласно этим измерениям усреднённое время жизни нейтрона равно 885,7 ± 0,8 с (рис. 6).

Результаты измерения времени жизни нейтрона. Опыт 2005 года на гренобльском реакторе

Рис. 6. Результаты измерения времени жизни нейтрона. Опыт 2005 года проведён на мощном гренобльском реакторе, обладающем высоким нейтронным потоком

В 2005 году эти измерения были повторены на мощном исследовательском реакторе в Гренобле [7].

Эти измерения показали, что время жизни нейтрона равно 878,5 ± 0,7 ± 0,3 с.

Это значение на 6 стандартных ошибок отличается от не менее точных измерений, проведённых ранее на реакторах с меньшей мощностью.

Объяснения этому результату до сих пор найдено не было.

Можно предположить, что наблюдаемое уменьшение времени жизни нейтрона возникает из-за воздействия нейтринного потока мощного реактора.

7. Заключение

Концепция нейтрино как магнитных γ-квантов объясняет все основные их свойства:

Дополнительно эта концепция открывает новую страницу в изучении мезонов, количественно предсказывая их массы.

 

Литература:

  1. Landau L.D. and Lifshitz E.M. The Classical Theory of Fields (Volume 2 of A Course of Theoretical Physics). Pergamon Press, N.Y., 1971.
  2. Vasiliev B.V. Some Separate Problems of Microcosm: Neutrinos, Mesons, Neutrons and Nature of Nuclear Forces. International Journal of Modern Physics and Application, v. 3, No. 2, 2015. – pp. 25...38.
  3. Vasiliev B.V. About Nature of Nuclear Forces. Journal of Modern Physics, v. 6, No. 5, 2015. – pp. 648...659.
  4. Vasiliev B.V. Some Problems of Elementary Particles Physics and Gilbert’s Postulate. Journal of Modern Physics, v. 7, No. 14, 2016. – pp. 1874...1888.
  5. Danby G., Gaillard J-M., Goulianos K., Lederman L.M., Mistry N., Schwartz M. and Steinberger J. Observation of High-Energy Neutrino Reactions and the Existence of Two Kinds of Neutrinos. Phys. Rev. Lett. 9, 36, 1962.
  6. Терентьев М.В. Введение в теорию элементарных частиц. М.: ИТЭФ, 1999.
  7. Серебров А.П. Измерение времени жизни нейтрона с использованием гравитационных ловушек ультрахолодных нейтронов. УФН, т. 175, №9, 2005. – стр. 905...924.

Дата публикации:

11 марта 2017 года

Электронная версия:

© НиТ. Научные статьи, 2015

В начало сайта | Книги | Статьи | Журналы | Нобелевские лауреаты | Издания НиТ | Подписка
Карта сайта | Cовместные проекты | Журнал «Сумбур» | Игумен Валериан | Техническая библиотека
© МОО «Наука и техника», 1997...2017
Об организацииАудиторияСвязаться с намиРазместить рекламуПравовая информация
Яндекс цитирования
Яндекс.Метрика