Kaon

Kaon (sau K-meson [1] , notat K ) este un mezon care conține un antiquarc ciudat și un cuarc u- sau d- (antikaonii, dimpotrivă, conțin un cuarc ciudat și un antiquarc u- sau d-). Kaonii sunt cei mai ușori dintre toți hadronii ciudați (adică având un număr cuantic diferit de zero numit stranietate ) .

Proprietăți de bază

Există patru kaoni cu o anumită masă:

K − încărcat negativ (conținând un cuarc s și un antiquarc u ) are o masă de 493,667(16) MeV și o durată de viață de 1,2380(21)⋅10 -8 secunde.
Antiparticula sa , încărcată pozitiv K + (conținând un u-quark și un s-antiquark), conform simetriei CPT , trebuie să aibă o masă și durata de viață egale cu masa și, respectiv, durata de viață a lui K − . Diferența de masă măsurată experimental este de 0,032(90) MeV, adică este compatibilă cu zero. Diferența de viață este, de asemenea, zero (rezultat experimental: Δτ = 0,11(9)⋅10 −8 secunde).
K 0 (conținând un d-quark și un s-antiquark ) are o masă de 497,614(24) MeV.
Antiparticula sa (conținând un s-quark și un d-antiquark ) are aceeași masă. ${\mathrm {{\bar {K}}^{0}}}$

Din modelul cuarcului este clar că kaonii formează două dublete isospin ; adică aparțin reprezentării fundamentale a grupului SU(2) , numită 2 . Un dublet cu ciudățenie +1 și isospin +1/2 conține K + și K 0 . Antiparticulele formează un al doilea dublet cu ciudățenie -1 și isospin -1/2.

Particulă	Simbol	Antiparticule _	Compoziția cuarcă a particulei	Rotire și paritate , $J^{{\pi ))$	Masa MeV / c² _	S	Timpul vieții de la	Se rupe în	Note
Kaon încărcat	${\mathrm {K^{+))}$	${\mathrm {K^{-}}}$	${\mathrm {u{\bar {s))))$	Pseudoscalar (0 − )	493.667(16)	+1	1,24⋅10 −8	μ + ν μ sau π + +π 0 sau π + +π + +π − sau π 0 +e + +ν e
kaon neutru	${\mathrm {K^{0))}$	${\mathrm {{\bar {K}}^{0}}}$	${\mathrm {d{\bar {s))))$	Pseudoscalar (0 − )	497.614(24)	+1	degradare slabă vezi mai jos		Stare proprie puternică - fără o viață definită
kaon de scurtă durată	${\mathrm {K_{S}^{0))}$	${\mathrm {K_{S}^{0))}$	${\mathrm {{\frac {d{\bar {s}}+s{\bar {d}}}({\sqrt {2}}}}}}$	Pseudoscalar (0 − )	497.614(24)	(*)	0,89⋅10 −10	π + + π − sau 2π 0	Stare proprie slabă - compoziția indică încălcarea CP
kaon longeviv	${\mathrm {K_{L}^{0))}$	${\mathrm {K_{L}^{0))}$	${\mathrm {{\frac {d{\bar {s}}-s{\bar {d}}}{{\sqrt {2}}}}}}$	Pseudoscalar (0 − )	497.614(24)	(*)	5.2⋅10−8 _	π ± +e ∓ +ν e sau π ± +μ ∓ +ν μ sau 3π 0 sau π + +π 0 +π −	Stare proprie slabă - compoziția indică încălcarea CP

Deși K 0 și antiparticula sa provin de obicei din forța puternică, ele se descompun prin forța slabă. Prin urmare, ele pot fi privite ca o compoziție a două stări proprii slabe care au durate de viață foarte diferite: ${\mathrm {{\bar {K}}^{0}}}$

Kaonul neutru cu viață lungă, denumit K L ("K-long"), se descompune de obicei în trei pioni și are o durată de viață de 5,18⋅10 -8 secunde.
Kaonul neutru de scurtă durată, desemnat K S ("K-scurt"), se descompun de obicei în doi pioni și are o durată de viață de 8,958⋅10 -11 secunde.

( Vezi mai jos discuția despre amestecarea kaonului neutru . )

Experimentele din 1964, care au arătat că K L se descompun rar în doi pioni, au condus la descoperirea încălcării CP (vezi mai jos).

Principalele opțiuni de dezintegrare pentru K + sunt:

$\mu ^{+}\nu _{\mu }$ (lepton, factor de ramificare BR = 63,55(11)%);
$\pi ^{+}\pi ^{0}$ (hadron, BR = 20,66(8)%);
$\pi ^{+}\pi ^{+}\pi ^{-}$ (hadron, BR = 5,59(4)%);
$\pi ^{0}e^{+}\nu _{e}$ (semileptonic, BR = 5,07(4)%);
$\pi ^{0}\mu ^{+}\nu _{{\mu }}$ (semileptonic, BR = 3,353(34)%);
$\pi ^{+}\pi ^{0}\pi ^{0}$ (hadron, BR = 1,761(22)%).

Ciudație

Descoperirea hadronilor cu un număr cuantic intrinsec – „ciudățenia” – a marcat începutul celei mai uimitoare ere din fizica particulelor elementare, care nici acum, cincizeci de ani mai târziu, nu și-a atins sfârșitul... Marile experimente au fost cele care au determinat această evoluție, iar principalele descoperiri au apărut pe neașteptate sau chiar în ciuda așteptărilor teoretice.

- Bigi II , Sanda AI CP Violation New York: Cambridge University. Press, 2000. - 382 p. - ISBN 0-521-44349-0 .

În 1947 , J. Rochester și C. K. Butler au publicat două fotografii ale evenimentelor din camera de nori cauzate de razele cosmice ; unul a arătat o particulă neutră care se descompune în doi pioni încărcați, iar celălalt o particulă încărcată care se descompune într-un pion încărcat și ceva neutru. Estimarea maselor noilor particule a fost aproximativă - aproximativ jumătate din masa unui proton. Alte exemple ale acestor „particule V” nu au apărut curând.

Prima descoperire a avut loc la Caltech , unde o cameră cu nori a fost dusă la Mt. Cloud pentru a observa mai bine razele cosmice. În 1950 , au fost observate 30 de particule V încărcate și 4 neutre. Inspirați de aceasta, oamenii de știință au făcut multe observații pe vârful muntelui în următorii câțiva ani, iar până în 1953 a fost acceptată următoarea clasificare: „L-mezon” însemna muon sau pion . „K-mezon” însemna o particulă care avea o masă între cea a unui pion și a unui nucleon . „ Hiperon ” însemna orice particulă mai grea decât un nucleon.

Degradările au fost foarte lente; duratele de viață tipice au fost de ordinul a 10 -10 secunde. Cu toate acestea, producția de particule în reacțiile pion- proton a decurs mult mai rapid, cu un timp caracteristic de ordinul a 10 -23 s. Problema acestei inconsecvențe a fost rezolvată de Abraham Pais , care a postulat existența unui nou număr cuantic numit „ ciudățenie ” care se păstrează în interacțiunea puternică, dar nu se păstrează la cel slab. Particulele ciudate au apărut în număr mare datorită „nașterii cuplate” atât a unei particule ciudate, cât și a unei particule anti-ciudate. S-a demonstrat curând că nu este un număr cuantic multiplicativ , deoarece altfel ar fi permise reacții care nu au fost observate la noile ciclotroni construite la Brookhaven National Laboratory în 1953 și la Lawrence Berkeley National Laboratory în 1955.

Încălcarea parității: dilema θ-τ

Pentru mezonii ciudați încărcați, s-au găsit două tipuri de degradare:

θ + → π + + π 0
τ + → π + + π + + π − .

Deoarece cele două stări finale au parități diferite , s-a presupus că și stările inițiale trebuie să aibă parități diferite și, prin urmare, să fie două particule diferite. Cu toate acestea, măsurători mai precise nu au arătat nicio diferență în mase și durate de viață, demonstrând că sunt aceeași particule. Acest fenomen este cunoscut sub numele de dilema θ-τ . S-a rezolvat doar cu descoperirea încălcării parității în interacțiuni slabe . Deoarece mezonii se descompun prin forța slabă, paritatea nu ar trebui conservată, iar cele două dezintegrari ar putea fi cauzate de o singură particulă, numită acum K + .

Încălcarea CP în oscilațiile mesonului neutru

La început s-a crezut că, deși paritatea este ruptă, simetria CP (încărcare + paritate) este păstrată. Pentru a înțelege descoperirea ruperii simetriei CP , trebuie înțeles amestecul de kaoni neutri; acest fenomen nu necesită încălcarea CP, dar în acest context a fost observată pentru prima dată încălcarea CP.

Amestecare de kaoni neutri

Deoarece kaonii neutri au ciudățenie, nu pot fi propriile lor antiparticule. Apoi trebuie să existe doi kaoni neutri diferiți, care diferă prin două unități de ciudățenie. Întrebarea este cum se stabilește existența acestor doi mezoni. Soluția folosește un fenomen numit oscilații ale particulelor neutre , în care aceste două tipuri de mezoni se pot transforma unul în celălalt printr-o forță slabă care îi face să se descompună în pioni (vezi figura atașată).

Aceste oscilații au fost investigate pentru prima dată de Murray Gell-Mann și Abraham Pais în munca lor comună. Ei au considerat evoluția temporală invariantă CP a stărilor cu ciudățenia opusă. În notația matriceală, se poate scrie

\psi (t)=U(t)\psi (0)={{\rm {e}}}^{{iHt}}{\begin{pmatrix}a\\b\end{pmatrix}},\qquad H={\begin{pmatrix}M&\Delta \\\Delta &M\end{pmatrix}}

unde ψ este starea cuantică a sistemului, caracterizată prin amplitudinile de existență în fiecare dintre cele două stări fundamentale (notate a și b la momentul t = 0 ). Elementele diagonale ( M ) ale hamiltonianului corespund forței puternice , care păstrează ciudățenia. Cele două elemente diagonale trebuie să fie egale deoarece particula și antiparticula au mase egale în absența unei forțe slabe. Elementele off-diagonale care amestecă particule cu ciudățenie opusă sunt cauzate de forța slabă; Simetria CP cere ca acestea să fie reale.

Dacă matricea H este reală, probabilitățile celor două stări vor fluctua pentru totdeauna înainte și înapoi. Cu toate acestea, dacă o parte a matricei este imaginară, deși acest lucru este interzis de invarianța CP, atunci o parte a combinației va scădea în timp. Partea descrescătoare poate fi fie o componentă ( a ), fie cealaltă ( b ), fie un amestec al ambelor.

Amestecare

Stările proprii se obțin prin diagonalizarea acestei matrice. Acest lucru dă noi vectori proprii, pe care îi putem numi K 1 , care este suma a două stări cu stranietate opusă, și K 2 , care este diferența. Ambele sunt stări proprii CP cu valori proprii opuse; K 1 are CP = +1 și K 2 are CP = −1. Deoarece starea finală cu doi pioni are, de asemenea, CP = +1, numai K 1 poate dezintegra în acest fel. K 2 trebuie să se descompună în trei pioni. Deoarece masa lui K 2 este puțin mai mare decât suma maselor a trei pioni, această dezintegrare este foarte lentă, de aproximativ 600 de ori mai lentă decât dezintegrarea lui K 1 în doi pioni. Aceste două căi de dezintegrare au fost observate de Leon Lederman și colegii săi în 1956 , care au stabilit existența a două stări proprii slabe (stări cu o durată de viață definită în dezintegrarea kaonilor neutri prin interacțiunea slabă) a kaonilor neutri.

Aceste două stări proprii au fost denumite K L (K-lung) și K S (K-scurt). Simetria CP , care la acea vreme era considerată de neclintit, sugerează că K S = K 1 și K L = K 2 .

Oscilație

Inițial, un fascicul pur K 0 se va transforma, în timpul propagării, în antiparticulele sale, care apoi se vor transforma înapoi în particulele inițiale și așa mai departe. Acest fenomen a fost numit oscilație a particulelor. Când se observă descompunerea în leptoni , sa dovedit că K 0 s-a degradat întotdeauna cu emisia unui electron, în timp ce antiparticula - cu emisia unui pozitron. Prima analiză a relevat relația dintre nivelul producției de electroni și pozitroni din surse de K 0 pur și antiparticulele acestora . O analiză a dependenței de timp a dezintegrarii semileptonice a demonstrat existența fenomenului de oscilație și a făcut posibilă elucidarea divizării masei dintre KS și K L . Deoarece există datorită forței slabe, este foarte mic, 3,483(6)⋅10 −12 MeV (10 −15 mase ale fiecărei stări). ${\mathrm {{\bar {K}}^{0}}}$ ${\mathrm {{\bar {K}}^{0}}}$

Recuperare

Fasciculul de kaoni neutri în zbor se descompune astfel încât KS de scurtă durată dispare , lăsând un flux de KL pur cu viață lungă . Dacă acest flux trece prin materie, K 0 și antiparticula ei interacționează diferit cu nucleele. Cu K 0 are loc împrăștierea cvasi - elastică de către nucleoni , în timp ce antiparticula sa poate crea hiperoni . Din cauza interacțiunii diferite a celor două componente, se pierde coerența cuantică dintre cele două particule. Fluxul rezultat conține diferite suprapoziții liniare ale K 0 și . O astfel de suprapunere este un amestec de KL și KS ; astfel, KS este restabilit atunci când un fascicul de kaoni neutri trece prin materie. Recuperarea a fost observată de Oreste Piccioni și colegii de la Laboratorul Național Lawrence Berkeley . La scurt timp după aceea, Robert Adair și asistenții săi au raportat recuperarea în exces a lui K S , deschizând astfel un nou capitol în această poveste. ${\mathrm {{\bar {K}}^{0}}}$ ${\mathrm {{\bar {K}}^{0}}}$

Ruperea simetriei CP

În încercarea de a verifica rezultatele lui Adair, în 1964 James Cronin și Val Fitch de la BNL au descoperit dezintegrarea lui K L în doi pioni (CP = +1). După cum sa menționat mai sus , această dezintegrare necesită ca stările inițiale și finale intenționate să aibă valori CP diferite și, prin urmare, sugerează imediat ruperea simetriei CP . Alte explicații, cum ar fi neliniaritatea mecanicii cuantice sau o nouă particulă elementară ( hiperfotonul ), au fost în curând eliminate, lăsând încălcarea CP ca singura posibilitate. Pentru această descoperire, Cronin și Fitch au primit în 1980 Premiul Nobel pentru Fizică .

S-a dovedit că, deși K L și KS sunt stări proprii slabe (deoarece au o anumită durată de viață atunci când se descompun prin forța slabă), nu sunt tocmai stări CP. În schimb, până la un factor de normalizare

K L = K 2 + εK 1

(și similar pentru K S ), unde ε este un parametru mic. Astfel, ocazional, K L decade ca K 1 cu CP = +1 și, în mod similar, KS poate decade ca K 2 cu CP = -1. Acest fenomen este cunoscut sub numele de încălcare indirectă a CP , o încălcare a simetriei CP datorită amestecării K 0 și antiparticulei sale. Există, de asemenea, o încălcare directă a simetriei CP , în care încălcarea are loc în timpul dezintegrarii în sine. Ambele efecte sunt observate deoarece atât amestecarea, cât și dezintegrarea provin din aceeași interacțiune cu bosonul W și astfel încălcarea CP este prezisă de matricea CMC .

Vezi și

Hadroni , mezoni , hiperoni și aromă
S-quark și model de cuarc
Paritate (fizică) , conjugarea sarcinii , simetria T , invarianța CPT și încălcarea CP
Oscilații ale neutrinilor

Note

↑ KAONS • Marea Enciclopedie Rusă . Preluat la 4 iunie 2016. Arhivat din original la 23 aprilie 2016. (nedefinit)

Link -uri

Grup de date despre particule (2010) pe mezoni
Modelul cuarcului , de JJJ Kokkedee
Încălcarea CP , de II Bigi și A.I. Sanda (Cambridge University Press, 2000) ISBN 0-521-44349-0
Griffiths, David (1987). Introducere în particulele elementare. New York: John Wiley & Sons. ISBN 0-471-60386-4 .
V. M. Terentiev. Dezintegrare și posibilă neconservare a parității CP $K_{2}\rightarrow 2\pi$ . - UFN, vol. 86, 1965, nr. 2, p. 231-262.
Cirigliano V. şi colab. Kaon decade în modelul standard // Rev. Mod. Fiz. . - 2012. - Vol. 84. - P. 399-447. - doi : 10.1103/RevModPhys.84.399 .

Particule în fizică

particule fundamentale

Fermionii

Quarci	u d s c b t
Leptoni	e- _ e + μ − • μ + τ − • τ + Neutrino ν e • ν e ν μ • ν μ ν τ • ν τ

bozoni

Ecartament	γ g W ± •Z 0
Scalar	bosonul Higgs

Particule compozite

hadronii

Barioni ( Hiperoni )	Nucleonii p p n n Δ Λ Σ Ξ Ω Pentaquarks
Mesoni ( Quarkonia )	π η • η′ p ω φ J/ψ ϒ θ K B D T Tetraquarks

Compuși ai particulelor fundamentale și (sau) compuse

Comun	Nuclee atomice deuteron Triton Helion α atomi ionii Cationii Anionii molecule
Neobișnuit	În fizica hipernucleilor : Λ -hipernuclei Hiperhidrogen Hipertriton Σ -hipernuclei Atomi exotici : mezoatomi muonic Hidrogen muonic Hadronic bujor Kaonic Antiproton Σ -hiperonic Atomi de lepton pozitroniu Muonium Dimuonium protoniu Bujor mezomoleculă Dipozitroniu