Известия РАН. Серия физическая, 2020, T. 84, № 8, стр. 1130-1133

Взаимные конверсии лептонов в недиагональных процессах

Ю. И. Романов^*

Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования “Российский государственный университет имени А.Н. Косыгина”
Москва, Россия

^* E-mail: romanov.yu.i@mail.ru

Поступила в редакцию 02.03.2020
После доработки 15.04.2020
Принята к публикации 27.04.2020

DOI: 10.31857/S0367676520080256

Полный текст (PDF)

Аннотация

Изучены процессы неупругого рассеяния (анти)нейтрино на электроне и мюоне, сопровождающиеся взаимной конверсией как нейтральных, так и заряженных лептонов. Спиновые корреляции в рассматриваемых реакциях проанализированы на основе двух- и четырехкомпонентной теории нейтрино.

Одним из фундаментальных процессов слабого взаимодействия является неупругое рассеяние мюонного нейтрино на электроне с рождением мюона

(1)

${{\nu }_{{\mu }}} + {{e}^{ - }} \to {{\nu }_{e}} + {{\mu }^{ - }}.$

Эта реакция, сопровождаемая конверсией как нейтрального, так и заряженного лептона, является важным источником информации о структуре лептонных токов, проверки схем сохранения лептонного заряда.

Процесс имеет порог $s = m_{{\mu }}^{2},$ где s – квадрат полной энергии в системе центра масс, ${{m}_{{\mu }}}$ – масса мюона.

Начнeм с описания этой реакции на основе взаимодействия заряженных токов (CC-описание), имеющих произвольную пространственно-временную структуру в терминах векторной и аксиально-векторной связи с константами ${{g}_{V}}$ и ${{g}_{A}}{\text{:}}$

(2)

$\begin{gathered} {{L}_{{CC}}} = \frac{{{{G}_{{ch}}}}}{{\sqrt 2 }}\bar {\mu }{{\gamma }_{{\alpha }}}\left( {1 + {{\lambda }_{{\mu }}}{{\gamma }_{5}}} \right){{\nu }_{{\mu }}}{{{\bar {\nu }}}_{e}}{{\gamma }_{{\alpha }}}\left( {1 + {{\lambda }_{e}}{{\gamma }_{5}}} \right)e, \\ {{\lambda }_{{{\mu }(e)}}} = {{g_{A}^{{{\mu }(e)}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{g_{A}^{{{\mu }(e)}}} {g_{V}^{{{\mu }(e)}}}}} \right. \kern-0em} {g_{V}^{{{\mu }(e)}}}},\,\,\,{{G}_{{ch}}} = Gg_{V}^{{\mu }}g_{V}^{e}, \\ \end{gathered} $

где G – константа Ферми. Допускаем, что константы могут быть как действительными, так и комплексными или чисто мнимыми.

Если константы равны ${{\lambda }_{{\mu }}} = {{\lambda }_{e}} = {{\lambda }_{{ch}}},$ связь действительных значений ${{\lambda }_{{ch}}}$ с отношением

(3)

$R = {{{{\sigma }^{{CC}}}({{\nu }_{{\mu }}}e)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\sigma }^{{CC}}}({{\nu }_{{\mu }}}e)} {{{\sigma }^{{CC}}}({{{\tilde {\nu }}}_{e}}e)}}} \right. \kern-0em} {{{\sigma }^{{CC}}}({{{\tilde {\nu }}}_{e}}e)}}$

полных сечений реакции (1) и неупругого рассеяния антинейтрино на электроне

(4)

${{\tilde {\nu }}_{e}} + {{e}^{ - }} \to {{\tilde {\nu }}_{{\mu }}} + {{\mu }^{ - }}$

описывается формулой [1]

(5)

${{\lambda }_{{ch}}} = \frac{{1 \pm \sqrt {3 - R} }}{{\sqrt {R - 2} }}.$

Общие выражения CC-спектров рождающихся моюнов в обсуждаемых реакциях имеют вид ($q = \nu ,\tilde {\nu }$):

(6)

$\begin{array}{*{20}{c}} {\frac{{d\sigma ({{\nu }_{{\mu }}}e)}}{{d{{E}_{{\mu }}}}}} \\ {\frac{{d\sigma (\tilde {\nu }e)}}{{d{{E}_{{\mu }}}}}} \end{array} = \frac{{{{{\left| {{{G}_{{ch}}}} \right|}}^{2}}}}{{8\pi E_{q}^{2}}}\left[ {\begin{array}{*{20}{c}} {A{{F}_{1}}({{E}_{q}})} \\ {A{{F}_{2}}({{E}_{q}})} \end{array} + B{{f}_{1}}({{E}_{{\mu }}})} \right].$

В этих формулах

$\begin{gathered} {{F}_{1}}({{E}_{q}}) = {{E}_{q}}\left( {2{{E}_{q}}{{m}_{e}} - m_{{\mu }}^{2}} \right), \\ {{F}_{2}}({{E}_{q}}) = ({{E}_{q}} - {{E}_{{\mu }}})\left[ {2{{m}_{e}}\left( {{{E}_{q}} - {{E}_{{\mu }}}} \right) - m_{{\mu }}^{2}} \right], \\ {{f}_{1}}({{E}_{{\mu }}}) = {{E}_{{\mu }}}\left( {2{{E}_{{\mu }}}{{m}_{e}} - m_{{\mu }}^{2}} \right), \\ \end{gathered} $

${{E}_{q}}$ – энергии начальных (анти)нейтрино, ${{E}_{{\mu }}}$ – полная энергия мюона в лаб. сист., ${{m}_{e}}$ – масса электрона, $A(B) = {{\left( {1 + {{{\left| {{{\lambda }_{{ch}}}} \right|}}^{2}}} \right)}^{2}}$ ± ${{\left( {2\operatorname{Re} {{\lambda }_{{ch}}}} \right)}^{2}}.$

Другая возможность описания обсуждаемых реакций заключается в применении недиагональных нейтральных токов (NC-описание):

(7)

$\begin{gathered} {{L}_{{NC}}} = \frac{{{{G}_{n}}}}{{\sqrt 2 }}{{{\bar {\nu }}}_{e}}{{\gamma }_{{\alpha }}}\left( {1 + {{\lambda }_{{\nu }}}{{\gamma }_{5}}} \right){{\nu }_{{\mu }}}\bar {\mu }{{\gamma }_{{\alpha }}}\left( {1 + {{\lambda }_{l}}{{\gamma }_{5}}} \right)e, \\ {{\lambda }_{{\nu }}} = {{g_{A}^{{\nu }}} \mathord{\left/ {\vphantom {{g_{A}^{{\nu }}} {g_{V}^{{\nu }}}}} \right. \kern-0em} {g_{V}^{{\nu }}}},\,\,\,{{\lambda }_{l}} = {{g_{A}^{l}} \mathord{\left/ {\vphantom {{g_{A}^{l}} {g_{V}^{l}}}} \right. \kern-0em} {g_{V}^{l}}},\,\,\,{{G}_{n}} = Gg_{V}^{{\nu }}g_{V}^{l}. \\ \end{gathered} $

Полагая константы действительными и включая отношение полных NC-сечений

(3a)

$r = {{{{\sigma }^{{NC}}}({{\nu }_{{\mu }}}e)} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\sigma }^{{NC}}}({{\nu }_{{\mu }}}e)} {{{\sigma }^{{NC}}}({{{\tilde {\nu }}}_{e}}e)}}} \right. \kern-0em} {{{\sigma }^{{NC}}}({{{\tilde {\nu }}}_{e}}e)}},$

при ${{\lambda }_{{\nu }}} = 1,$ ${{\lambda }_{l}} \to {{\lambda }_{n}},$ приходим к формуле, открывающей возможность проникновения в структуру нейтрального тока $(\bar {\mu }e)$ [2]

(8)

${{\lambda }_{n}} = \frac{{(r + 1) \pm \sqrt {(3r - 1)(3 - r)} }}{{2(r - 1)}}.$

При действительных значениях константы ${{\lambda }_{n}}$ получаем мюонные NC-спектры, отвечающие неупругому ${{\nu }_{{\mu }}}e$ (1) и $({{\lambda }_{n}} \to - {{\lambda }_{n}}){{\tilde {\nu }}_{e}}e$ (4) рассеяниям:

(9)

$\begin{gathered} \frac{{d\sigma }}{{d{{E}_{{\mu }}}}} = \frac{{G_{n}^{2}}}{{4\pi E_{q}^{2}}}\left[ {{{{\left( {1 + {{\lambda }_{n}}} \right)}}^{2}}{{F}_{1}}\left( {{{E}_{q}}} \right) + } \right. \\ \left. { + \,\,{{{\left( {1 - {{\lambda }_{n}}} \right)}}^{2}}{{F}_{2}}\left( {{{E}_{q}}} \right) - \left( {1 - \lambda _{n}^{2}} \right){{f}_{2}}\left( {{{E}_{{\mu }}}} \right)} \right], \\ \end{gathered} $

где ${{f}_{2}}\left( {{{E}_{{\mu }}}} \right)$ = ${{m}_{{\mu }}}\left( {2{{E}_{{\mu }}}{{m}_{e}} - m_{{\mu }}^{2}} \right).$

“Чистая” $\left( {V - A} \right)$-связь токов ($\left( {V - A} \right)$ описание: ${{\lambda }_{{ch}}} = {{\lambda }_{n}} = 1$) соответствует случаю $R = r = 3,$ приводящему к слиянию C- и NC-описаний недиагональных процессов. В то же время, согласно формуле (9), $\left( {V + A} \right)$-связь токов $\left( {\bar {\mu }e} \right)$ и $\left( {{{{\bar {\nu }}}_{e}}{{\nu }_{{\mu }}}} \right)$ (${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$ описание: ${{\lambda }_{n}} = - 1$) предсказывает спектр мюонов в реакции (4), совпадающий с $\left( {V - A} \right)$ спектром в реакции (1):

(10)

$\frac{{d\sigma ({{\nu }_{{\mu }}}e)}}{{d{{E}_{{\mu }}}}} = \frac{{{{G}^{2}}}}{{\pi {{E}_{{\nu }}}}}\left( {2{{E}_{{\nu }}}{{m}_{e}} - m_{{\mu }}^{2}} \right).$

Так же связаны $\left( {V - A} \right)$-спектр в реакции (4)

(11)

$\begin{gathered} \frac{{d\sigma ({{{\tilde {\nu }}}_{e}}e)}}{{d{{E}_{{\mu }}}}} = \frac{{{{G}^{2}}}}{{\pi E_{{{\tilde {\nu }}}}^{2}}}\left( {{{E}_{{{\tilde {\nu }}}}} - {{E}_{{\mu }}}} \right) \times \\ \times \,\,\left[ {2\left( {{{E}_{{{\tilde {\nu }}}}} - {{E}_{{\mu }}}} \right){{m}_{e}} - m_{{\mu }}^{2}} \right] \\ \end{gathered} $

с ${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$ спектром в реакции (1).

Можно отметить, что в предельных случаях представленные спектры принимают вид электронных $\left( {V - A} \right)$ “собратьев” при упругих ${{\nu }_{e}}e$- и ${{\tilde {\nu }}_{e}}e$-рассеяниях:

(10a)

$\frac{{d\sigma ({{\nu }_{{\mu }}}e)}}{{d{{E}_{{\mu }}}}} = {{\sigma }_{0}},\,\,\,\,{{E}_{{\nu }}} \gg \frac{{m_{{\mu }}^{2}}}{{2{{m}_{e}}}},$

(11a)

$\frac{{d\sigma ({{{\tilde {\nu }}}_{e}}e)}}{{d{{E}_{{\mu }}}}} = {{\sigma }_{0}}{{\left( {1 - \frac{{{{E}_{{\mu }}}}}{{{{E}_{{{\tilde {\nu }}}}}}}} \right)}^{2}},\,\,\,{{E}_{{{\tilde {\nu }}}}} \gg {{E}_{{\mu }}} + \frac{{m_{{\mu }}^{2}}}{{2{{m}_{e}}}}.$

Здесь ${{\sigma }_{0}} = \frac{{2{{G}^{2}}{{m}_{e}}}}{\pi } \cong 1.7 \cdot {\text{1}}{{0}^{{--{\text{48}}}}}$ м² ∙ МэВ^–1.

Установленными видами связи характеризуются и полные сечения:

(12)

$\sigma ({{\nu }_{{\mu }}}e)_{{V + A}}^{{NC}} = \sigma {{({{\tilde {\nu }}_{e}}e)}_{{V - A}}},$

(13)

$\sigma ({{\tilde {\nu }}_{e}}e)_{{V + A}}^{{NC}} = \sigma {{({{\nu }_{{\mu }}}e)}_{{V - A}}}.$

Продолжая анализ $\left( {V - A} \right)$- и ${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$-описаний изучаемых реакций, отметим, что нейтрино должно “оставлять след” при рассеянии на электронах и мюонах: с его спиральными свойствами связано появление поляризации спинов заряженных частиц. Явная зависимость полных сечений от спиральностей лептонов позволяет исследовать спиновые корреляции на основе метода [3], открывшего путь к широкому изучению поляризационных явлений в различных (не)диагональных процессах [4].

Рассматриваемые подходы к обсуждаемым реакциям приводят к следующим результатам. Согласно $\left( {V - A} \right)$- и ${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$-описаниям реакций (4) и (1) соответственно, сближающиеся и разлетающиеся частицы должны обладать противоположной спиральностью ${{h}_{i}}$ $\left( {i = \nu ,\tilde {\nu },e,\mu } \right){\text{:}}$

(14)

${{h}_{e}} = - {{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{e}}}}},\,\,\,{{h}_{{\mu }}} = - {{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{{\mu }}}}}};\,\,\,{{h}_{e}} = - {{h}_{{{{{\nu }}_{{\mu }}}}}},\,\,\,{{h}_{{\mu }}} = - {{h}_{{{{{\nu }}_{e}}}}}.$

Связаны также $\left( {V - A} \right)$- и ${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$-описания реакций (1) и (4) соответственно: все частицы должны иметь одинаковые спиральности

(15)

${{h}_{e}} = {{h}_{{\mu }}} = {{h}_{{{{{\nu }}_{{\mu }}}}}} = {{h}_{{{{{\nu }}_{e}}}}},\,\,\,{{h}_{e}} = {{h}_{{\mu }}} = {{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{{\mu }}}}}} = {{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{e}}}}}.$

В табл. 1 представлены результаты анализа полных сечений изучаемых реакций с учётом продольной поляризации участвующих в них частиц. На основе представлений двухкомпонентной теории нейтрино приходим к выводу, что, согласно спиновым корреляциям (14) и (15), $\left( {V - A} \right)$-описание предсказывает участие в реакциях (1) и (4) левополяризованных (левых) отрицательно заряженных лептонов:

(16a)

$\nu _{{\mu }}^{L} + e_{L}^{ - } \to \nu _{e}^{L} + \mu _{L}^{ - },$

(17a)

$\tilde {\nu }_{e}^{R} + e_{L}^{ - } \to \tilde {\nu }_{{\mu }}^{R} + \mu _{L}^{ - }$

Таблица 1.

Картина описания неупругих (анти)нейтрино-электронных и мюонных рассеяний на основе двухкомпонентной теории нейтрино: ${{h}_{{{{{\nu }}_{e}}}}} = {{h}_{{{{{\nu }}_{{\mu }}}}}} = - 1,$ ${{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{e}}}}} = {{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{{\mu }}}}}} = + 1$

Реакции	Вид связи, токи		Спиновые корреляции	Полные сечения ($s \gg m_{{\mu }}^{2}$)
${{\nu }_{{\mu }}} + {{e}^{ - }} \to {{\nu }_{e}} + {{\mu }^{ - }}$	$\left( {V - A} \right)$	$\left( {{{{\bar {\nu }}}_{e}}e} \right)\left( {\bar {\mu }{{\nu }_{{\mu }}}} \right)$	${{h}_{{\mu }}} = {{h}_{e}} = {{h}_{{\nu }}}$	$\sigma ({{\nu }_{{\mu }}}e) = \frac{{{{G}^{2}}s}}{{16\pi }}{{\left( {1 - {{h}_{e}}} \right)}^{2}}{{\left( {1 - {{h}_{{\mu }}}} \right)}^{2}}$ (I)
	${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$	$\left( {{{{\bar {\nu }}}_{e}}{{\nu }_{{\mu }}}} \right)\left( {\bar {\mu }e} \right)$	${{h}_{{\mu }}} = {{h}_{e}} = - {{h}_{{\nu }}}$	$\sigma ({{\nu }_{{\mu }}}e) = \frac{{{{G}^{2}}s}}{{12\pi }}\left( {1 + {{h}_{e}}} \right)\left( {1 + {{h}_{e}}{{h}_{{\mu }}}} \right)$ (II)
${{\tilde {\nu }}_{e}} + {{e}^{ - }} \to {{\tilde {\nu }}_{{\mu }}} + {{\mu }^{ - }}$	$\left( {V - A} \right)$	$\left( {{{{\bar {\tilde {\nu }}}}_{e}}e} \right)\left( {\bar {\mu }{{{\tilde {\nu }}}_{{\mu }}}} \right)$	${{h}_{{\mu }}} = {{h}_{e}} = - {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	$\sigma ({{\tilde {\nu }}_{e}}e) = \frac{{{{G}^{2}}s}}{{12\pi }}\left( {1 - {{h}_{e}}} \right)\left( {1 - {{h}_{{\mu }}}} \right)$ (III)
	${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$	$\left( {{{{\bar {\tilde {\nu }}}}_{e}}{{{\tilde {\nu }}}_{{\mu }}}} \right)\left( {\bar {\mu }e} \right)$	${{h}_{{\mu }}} = {{h}_{e}} = {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	$\sigma ({{\tilde {\nu }}_{e}}e) = \frac{{{{G}^{2}}s}}{{8\pi }}{{\left( {1 + {{h}_{e}}} \right)}^{2}}\left( {1 + {{h}_{{\mu }}}} \right)$ (IV)

в то время как ${{\left( {V + A} \right)}_{{NC}}}$ описание определяет участие правополяризованных (правых) электронов и мюонов:

(16б)

$\nu _{{\mu }}^{L} + e_{R}^{ - } \to \nu _{e}^{L} + \mu _{R}^{ - },$

(17б)

$\tilde {\nu }_{e}^{R} + e_{R}^{ - } \to \tilde {\nu }_{{\mu }}^{R} + \mu _{R}^{ - }.$

Представленный анализ реакций (1) и (4) относится к взаимным конверсиям как нейтральных, так и заряженных лептонов: полученные результаты действительны и для обратных беспороговых реакций

(18)

${{\nu }_{e}} + {{\mu }^{ - }} \to {{\nu }_{{\mu }}} + {{e}^{ - }},\,\,\,{{\tilde {\nu }}_{{\mu }}} + {{\mu }^{ - }} \to {{\tilde {\nu }}_{e}} + {{e}^{ - }}.$

Согласно четырёхкомпонентной теории нейтрино, описывающей взаимодействие лептонов первых двух поколений, мюонное нейтрино – правое, отрицательно заряженный мюон рассматривается как античастица. Вводится только один сохраняющийся лептонный заряд L, равный +1 для ${{e}^{ - }},$ ${{\mu }^{ + }},$ $\nu _{e}^{L},$ $\nu _{{\mu }}^{R}$ и –1 для ${{e}^{ + }},$ ${{\mu }^{ - }},$ $\tilde {\nu }_{e}^{R},$ $\tilde {\nu }_{{\mu }}^{L}.$

Теория допускает реакции

(19)

$\nu + {{\mu }^{ - }} \leftrightarrow \tilde {\nu } + {{e}^{ - }},$

которые, в отличие от (1) и (4), сопровождаются взаимными $\nu \leftrightarrow \tilde {\nu }$ превращениями.

$\left( {V - A} \right)$-описание этих реакций, представленное в табл. 2, приводит к участию нейтральных лептонов, как и частиц в начальном и конечном состояниях, имеющих противоположные спиральности:

(19a)

${{\tilde {\nu }}_{R}} + e_{L}^{ - } \leftrightarrow {{\nu }_{L}} + \mu _{R}^{ - },$

(19б)

${{\tilde {\nu }}_{L}} + e_{R}^{ - } \leftrightarrow {{\nu }_{R}} + \mu _{L}^{ - }.$

Таблица 2.

Картина описания неупругих (анти)нейтрино-электронных и мюонных рассеяний на основе четырёхкомпонентной теории нейтрино: ${{h}_{{{{{\nu }}_{e}}}}} = - 1,$ ${{h}_{{{{{\nu }}_{{\mu }}}}}} = + 1,$ ${{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{e}}}}} = + 1,$ ${{h}_{{{{{{\tilde {\nu }}}}_{{\mu }}}}}} = - 1$

Реакции	Вид связи, токи		Спиновые корреляции		Полные сечения ($s \gg m_{{\mu }}^{2}$)
$\nu + {{\mu }^{ - }} \leftrightarrow \tilde {\nu } + {{e}^{ - }}$	$\left( {V - A} \right)$	$\left( {\bar {e}{{\nu }_{L}}} \right)\left( {\bar {\mu }{{{\tilde {\nu }}}_{R}}} \right)$	${{h}_{{\nu }}} = - {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	${{h}_{e}} = {{h}_{{\nu }}},$${{h}_{{\mu }}} = {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	$\sigma = \frac{{{{G}^{2}}s}}{{12\pi }}\left( {1 - {{h}_{e}}} \right)\left( {1 + {{h}_{{\mu }}}} \right)$
	$\left( {V - A} \right)$	$\left( {\bar {e}{{{\tilde {\nu }}}_{L}}} \right)\left( {\bar {\mu }{{\nu }_{R}}} \right)$	${{h}_{{\nu }}} = - {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$		$\sigma = \frac{{{{G}^{2}}s}}{{12\pi }}\left( {1 + {{h}_{e}}} \right)\left( {1 - {{h}_{{\mu }}}} \right)$
	$\left( {V + A} \right)$	$\left( {\bar {e}{{\nu }_{L}}} \right)\left( {\bar {\mu }{{{\tilde {\nu }}}_{L}}} \right)$	${{h}_{{\nu }}} = {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	${{h}_{{\mu }}} = {{h}_{{\nu }}},$${{h}_{e}} = {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	Определяются формулой (I)
	$\left( {V + A} \right)$	$\left( {\bar {e}{{{\tilde {\nu }}}_{R}}} \right)\left( {\bar {\mu }{{\nu }_{R}}} \right)$	${{h}_{{\nu }}} = {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	${{h}_{{\mu }}} = - {{h}_{{\nu }}},$${{h}_{e}} = - {{h}_{{{\tilde {\nu }}}}}$	Определяются формулой (III)

Таким образом, предсказывается превращение нейтрино только в “свою” античастицу и наоборот: ${{\nu }_{e}} \leftrightarrow {{\tilde {\nu }}_{e}}$ и ${{\nu }_{{\mu }}} \leftrightarrow {{\tilde {\nu }}_{{\mu }}}.$ Описание реакций (19а) и (19б) предполагает включение токов, в которых электроны и мюоны “меняются партнерами”.

$\left( {V + A} \right)$-описание предсказывает реакции с нейтральными лептонами, обладающими одинаковой спиральностью, т.е. взаимные конверсии нейтрино и антинейтрино различных семейств. Как показано в табл. 2, $\left( {V + A} \right)$-связь токов $\left( {\bar {e}{{\nu }_{e}}} \right)$ и $\left( {\bar {\mu }{{{\tilde {\nu }}}_{{\mu }}}} \right)$ и их эрмитово-сопряженных приводит к ${{\nu }_{e}} \leftrightarrow {{\tilde {\nu }}_{{\mu }}}$ конверсиям, сопровождаемым взаимными переходами левых электронов и мюонов

(19в)

${{\nu }_{L}} + \mu _{L}^{ - } \leftrightarrow {{\tilde {\nu }}_{L}} + e_{L}^{ - }.$

В то же время $\left( {V + A} \right)$-связь токов $\left( {\bar {e}{{{\tilde {\nu }}}_{e}}} \right)$ и $\left( {\bar {\mu }{{\nu }_{{\mu }}}} \right)$ обеспечивает ${{\nu }_{{\mu }}} \leftrightarrow {{\tilde {\nu }}_{e}}$ конверсии также с взаимными превращениями левых заряженных лептонов

(19г)

${{\nu }_{R}} + \mu _{L}^{ - } \leftrightarrow {{\tilde {\nu }}_{R}} + e_{L}^{ - }.$

Результаты анализа рассмотренных реакций, представленные в табл. 1 и 2 , приводят к выводу: предсказание о рождении левых отрицательных мюонов при (анти)нейтринно-электронных столкновениях не позволяет выявить различие в спиральных свойствах нейтральных членов мюонного семейства, так как и ${{\nu }_{{\mu }}}$ в рамках концепции левовинтового нейтрино ($\left( {V - A} \right)$-описание), и ${{\tilde {\nu }}_{{\mu }}},$ согласно представлениям четырехкомпонентной теории ($\left( {V + A} \right)$-описание), оба левополяризованы.

Можно надеяться, что развитие экспериментальной базы для изучения рассмотренных процессов поможет углубить представления о механизме слабого взаимодействия лептонов, о структуре заряженных и нейтральных токов.

Список литературы

Романов Ю.И. // Изв. РАН. Сер физ. 2018. Т. 82. № 6. С. 842; Romanov Yu.I. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2018. V. 82. № 8. P. 757.

Романов Ю.И. // Изв. РАН. Сер физ. 2019. Т. 83. № 4. С. 550; Romanov Yu.I. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2019. V. 83. № 4. P. 499.

Керимов Б.К. // Изв. АН СССР. Сер. физ. 1961. Т. 25. № 1. С. 161.

Романов Ю.И. Слабое взаимодействие лептонов. Избранное. М.: МГУДТ, 2011. 293 с.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал