1971 г. Май Том 104, вып. 1

УСПЕХИ ФИЗИЧЕСВИХ НАУК

539.123

НЕКОТОРЫЕ НОВЫЕ ПОСТАНОВКИ ОПЫТОВВ ОБЛАСТИ НЕЙТРИННОЙ ФИЗИКИ · )

β. Понтекорво

СОДЕРЖАНИЕ

1. Введение 32. Какова природа «диагональных» процессов? 33. Другие источники нейтрино? 44. Сохраняется ли лептонный заряд? Действительно ли масса нейтрино равна

нулю? 55. Взаимодействует ли нейтрино с нейтрино? 10Цитированная литература 13

1. ВВЕДЕНИЕ

Теория двухкомпонентного нейтрино более чем удовлетворительна.В худшем случае она представляет собой удивительно хорошее приближе-ние к действительности. Однако небезынтересно обсуждение некоторыхновых постановок нейтринных опытов, предназначенных для проверки,обладают ли нейтрино целиком теми свойствами, которые в настоящеевремя являются общепризнанными. Я коснусь отдельных проблем, кото-рые по традиции мало обсуждаются на совещаниях по физике высокихэнергий, в порядке увеличения степени отдаленности. Оказывается, чтона вопросы, в принципе, можно ответить, выполняя не слишком «фанта-стические» опыты.

2. КАКОВА ПРИРОДА «ДИАГОНАЛЬНЫХ» ПРОЦЕССОВ?

Недавно Гелл-Манн, Гольдбергер, Кроль и Лоу 1 выдвинули идеюо том, что «диагональные» и «недиагональные» члены гамильтониана сла-бых взаимодействий никак не связаны и могут иметь совершенно разнуюприроду. В то время как «недиагональные» слабые процессы довольнохорошо изучены, информация о «диагональных» членах гамильтонианаслабых взаимодействий довольно скудна. Она относится, во-первых,к нуклонной части гамильтониана и базируется на опытах по исследованиюэффектов несохранения четности в ядерных переходах 2 . Во-вторых,некоторая информация о члене гамильтониана (eve)(vee) была полученаиз опытов с нейтрино высоких энергий; для эффективной константы вза-имодействия Gv найдено 3, что G% < 40G2, где G = \0~ъ1М% — константа

*) Доклад на XV Международной конференции по физике высоких энергий,Киев, август 1970 г.

4 Б. ПОНТЕКОРВО

Ферми. В-третьих, как было замечено более 10 лет назад на Киевскойконференции по физике высоких энергий 4, предсказанное универсальнойтеорией существование процесса ν — е- рассеяния приводит к важнымастрофизическим следствиям, анализ которых позволяет, в принципе,проверить предсказание 5. Теоретические исследования астрофизическихданных 6 указывают на то, что G% = 100 ± 2G2. В-четвертых, в настоящеевремя производятся 7 и планируются 8 эксперименты по изучению реак-ций ve + e —*- ve + e с использованием в качестве источника v e мощногоуранового реактора. Полученные Райнсом и Герром 7 результаты даютG\e < 4G2.

Здесь хотелось бы подчеркнуть принципиальную возможность исследо-вания спектра электронов отдачи от v e — е-рассеяния. Дело в том, чтоопыт по измерению такого спектра ненамного труднее опыта по обнару-жению самого процесса ve — е-рассеяния, а получающиеся сведениябогаты. В работе Бардина, Биленького, Понтекорво 9 процесс ν — е-рассеяния обсуждался при самых различных предположениях о взаимо-действии нейтрино с электронами. Мы рассмотрели следующие возмож-ности:

1. Процесс рассеяния ve на электронах обусловливается четырех-фермионным слабым взаимодействием (V — А, V (A), S (Р)).

2. Процесс ve — е-рассеяния обусловливается «аномальным» элек-тромагнитным взаимодействием нейтрино, т. е. аномальным электромагнит-ным радиусом или аномальным магнитным моментом.

Спектры электронов отдачи в процессе v e + е —>• v e + е были вычисле-ны для известного спектра 1 0 налетающих ve от уранового реактора. Мыпоказали, что измерение спектра электронов отдачи в этих реальныхс экспериментальной точки зрения условиях позволило бы сделать важ-ные заключения о характере «диагонального» ^е)(гее)-взаимодействия.Спектры в работе 9 представлены для пяти случаев (F — А, V, S, электро-магнитный радиус, магнитный момент) в виде таблицы в области энергийэлектронов отдачи от 1 до ~ 7 Мэв. Здесь достаточно упомянуть, что спектрэлектронов отдачи падает с ростом энергии значительно быстрее в случаеV — Л-варианта, чем для других вариантов четырехфермионного взаимо-действия: даже сравнительно грубое измерение спектра электронов

отдачи в процессе ve + е -v ve + e с антинейтрино от реактора позволилобы отличить V — Л-вариант от остальных вариантов взаимодействия.

Что же касается аномального электромагнитного взаимодействиянейтрино, то расчеты, также проведенные для спектра налетающих анти-нейтрино от реактора, показывают, что спектры электронов отдачи в этомпроцессе существенно более мягкие в том случае, когда взаимодействиеобусловлено магнитным моментом антинейтрино, чем в случае, когда рас-сеяние обусловлено электромагнитным радиусом. Необходимость поста-новки опытов по измерению спектра электронов отдачи в процессеve— е-рассеяния с антинейтрино от реактора очевидна.

3. ДРУГИЕ ИСТОЧНИКИ НЕЙТРИНО?

Во всех постановках опытов по нейтринной физике при высокихэнергиях предполагается, что единственными источниками нейтриноявляются пионы икаопы. Соответственно все нейтринные опыты при высо-ких энергиях экспериментаторы выполняют, давая возможность пионами каонам распадаться на лету. Законно задать вопрос, имеются ли другие

ОПЫТЫ В ОБЛАСТИ НЕЙТРИННОЙ ФИЗИКИ О

источники нейтрино? Мне кажется, что в порядке поискового опыта (Стэн-форд, Серпухов, Батавия) следует поставить эксперимент по регистрациинейтрино с помощью классического детектора нейтрино высоких энергий,не давая пионам и каонам возможности распадаться на лету. Это озна-чает, что протонный или фотонный (электронный) пучок должен падатьпрямо на защиту, за которой и находится нейтринный детектор. Для иллю-страции можно обосновать такие постановки опытов в терминах поисковпромежуточного мезона или поисков тяжелых лептонов, которые, распа-даясь «сразу», рождают нейтрино. Как мне стало известно, такое предло-жение было сделано также Шварцом. Конечно, в этих случаях интенсив-ность будет маловата, но зато нейтрино должны быть приблизительнов равных количествах электронными и мюонными (в отличие от нейтринопионной природы) или вообще принадлежать другому сорту. Кстати,малость интенсивности образования нейтрино, ожидаемой в предложен-ном опыте, будет частично скомпенсирована значительно лучшей эффек-тивностью регистрации, связанной с меньшим расстоянием от источникадо детектора ν.

Постановка таких опытов имеет феноменологический интерес незави-симо от обоснования, которое можно придумать для них.

Я не буду подробно обсуждать возможный фон в этих опытах. Доста-точно сказать, что он возникает от распадающихся на лету «против нашейволи» пионов и каонов, причем, очевидно, длина, имеющаяся для их рас-пада, приблизительно равна типичной адронной длине (несколько смв тяжелых плотных веществах) * ) .

4. СОХРАНЯЕТСЯ ЛИ ЛЕПТОННЫЙ ЗАРЯД? ДЕЙСТВИТЕЛЬНО ЛИМАССА НЕЙТРИНО РАВНА НУЛЮ?

Вопрос о возможности несохранения лептонного заряда (или лептон-ных зарядов) очень актуальный. Я расскажу о направлении, котороеразвивалось в Советском Союзе в последние годы по этому вопросу и необсуждалось на конференциях по физике высоких энергий.

Во всех опытах, имеющих отношение к вопросу о возможном несохра-нении лептонного заряда, были проведены поиски вероятности или сече-ния некоторого процесса (μ+—>- е+ + γ, νμ + ρ -> μ+ + η, двойнойβ-распад. . .), т. е. измерялся квадрат амплитуды искомого процесса.

Еще до того, как Дэвисом, Хармером и Гофманом был поставленпервый опыт по наблюдению солнечных нейтрино u на детекторе реакцийve + С137 ->• Аг37 + е~ 1 2, я обратил внимание 1 3 на то, что: 1) проблемувозможного несохранения лептонного заряда можно исследовать на новомуровне чувствительности методами нейтринной астрономии Солнцаи 2) такая проблема имеет первостепенную важность для астрофизическойинтерпретации первых наблюдений солнечных нейтрино.

Чувствительность метода связана с большими расстояниями, при-сущими солнечной системе, и основана на возможности измерения ампли-туды процесса, а не квадрата амплитуды. Как всем известно, именно подоб-ное обстоятельство приводило к чудесным возможностям при исследованиинейтральных каонов. Несохранение лептонного заряда приводит к воз-можности осцилляции в вакууме между различными нейтринными состоя-ниями. Поскольку часть нейтринных состояний ненаблюдаема (напри-мер, малоэнергичные νμ) и, кроме того, осцилляции, вообще говоря, усред-няются, то несохранение лептонного заряда при некоторых довольно

*) По любезному сообщению Ю. Д. Прокошкина (декабрь 1970 г.) постановкаопыта такого типа уже осуществляется на SLAC группой Шварца.

О Б. ПОНТЕКОРВО

общих условиях, о которых будет идти речь ниже, приводит к следующе-му эффекту: интенсивность солнечных нейтрино, измеряемая на поверх-ности Земли, будет в два раза меньше, чем интенсивность, ожидаемаяпри точном сохранении лептонного заряда. Но как оценить с достаточнойточностью абсолютное значение этой последней интенсивности? Нашезнание Солнца недостаточно для того, чтобы предсказать с точностьюлучше, чем фактор 2, число событий, вызванных солнечными нейтрино 1 4

(кроме того случая, когда события вызваны солнечными нейтрино, образо-ванными в термоядерных реакциях p + p - > d + e+ + ve, ет + ρ + ρ-*--*• d + ve, но как раз эти нейтрино имеют малую энергию и поэтому труднодетектируются). Итак, абсолютное определение на поверхности Землиинтенсивности событий, вызванных солнечными нейтрино, пока не даетвозможности сделать важное заключение по интересующему нас вопросуфизики элементарных частиц. Но это — пока. В будущем астрономическиеизмерения дадут метод изучения вопроса о сохранении лептонного заряданесравнимо более чувствительный, чем классические методы физикиэлементарных частиц.

В первом астрономическом опыте пока наблюдать солнечные нейтриноне удалось. При этом было найдено п , что число событий реакции ve ++ С137 -»- Аг37 + е~, вызванных нейтрино, по крайней мере в два разаменьше, чем ожидаемое ы. Конечно, я не думаю, что расхождение реальнои обусловлено эффектом, о котором рассказано выше, но просто хотелосьеще раз обратить внимание на то, что сегодня нельзя сделать очень важ-ного заключения по физике элементарных частиц просто вследствие недо-статка знаний о строении самой знакомой звезды — Солнца.

Описание переходов в вакууме между различными состояниями пред-ставляет самостоятельный интерес для физики элементарных частиц.

В работе 1 3, а также в неопубликованной работе И. Кобзареваи Л. Окуня обсуждались возможные осцилляции (ν β ^±:ν β ), ( ν μ ^ ν μ ) ,(ve •* νμ). Как показано в работе В. Грибова и Б. Понтекорво 1 5, первыедва типа осцилляции не должны рассматриваться, если требовать, чтобыв природе имелись только четыре нейтринных состояния. Для этого слу-чая в работе 1 б и обсуждались условия, при которых осцилляции имеютместо. Будем считать, согласно В. Грибову, что в нулевом приближении(V — 4-теория) имеются четыре нейтринных состояния с нулевымимассами, описываемые двумя двухкомпонентными спинорами v e и ν μ .В этом нриближении удобно говорить о двух строго сохраняющихся леп-тонных зарядах, электронном и мюонном. Несохранение зарядов приво-дит к реальным или виртуальным переходам между нейтриннымисостояниями. Все возможные переходы можно описать с помощью лагран-жиана взаимодействия

Lint = m^'eVe + ™μμνμνμ + " ^ μ " ^ + э · С,

где ν' = vC — зарядово-сопряженный спинор. Мы обозначили зарядово-сопряженный спинор ν' вместо ν, чтобы не путать с ν.

Ниже мы для простоты считаем тп-, гп -, и те- вещественными, т. е.предполагаем сохранение СР. В общем случае рассмотрение становитсянесколько более громоздким, и мы на нем не будем останавливаться.Взаимодействие легко диагонализируется. Диагональными состояниямиявляются состояния

<Pi = (Ve + У'е) COS ξ + (νμ + νμ) SU1 ξ,

φ2 = (νβ + Ο sin Ι — (νμ + νμ) cos I,

ОПЫТЫ В ОБЛАСТИ НЕЙТРИННОЙ ФИЗИКИ

2т-где t g 2 | = — — . Эти состояния соответствуют двум майорановским

ЛЬ — ~~" ΐϊΐ —ее μμ

нейтрино с массами тх и т% (всего четыре состояния, с учетом направле-ния спина):

Щ.г = 4 Κ ϊ +тт ± ^Κΐ-^μμ) 2 + 4^ίΐ] ·

(Если тп2<^0, то реальным состоянием с положительной массой тпг

является (Р2=75фг·) Двухкомпонентные спиноры \е и νμ при этом ужене описывают безмассовые частицы и должны быть выражены через четырех-компонентные майорановские спиноры (pt и φ2:

νμ = "2 (1 f γ5) [φιβίη| — 9 2 c o s | ] .

Лептонный ток при этом можно записать обычным образом:

Различие масс майорановских нейтрино cpt и φ2 приводит к осцилляциямν β ϊ ± ν μ , ν'ε+±ν'μ. (при обычных обозначениях ν ε 4±ν μ ). Если в момент вре-мени ί = 0 родилось электронное нейтрино, то вероятность его наблюденияв момент времени t имеет вид

J(1)

βμ «μ

* + i2j2 им-где ι»_ = !»„; —μ μ ϊ , A = ^(ml-ml) = (me- + τημ-) Ут*_ + im2j2p ир —пульс нейтрино.

Подчеркнем, что осцилляции имеют место только, если те- и покрайней мере одна из величин т-е или т - не равны нулю. Физически.это означает, что для существования осцилляции требуется, чтобы веро-ятность распада μ -*· е + γ не равнялась нулю и чтобы по крайней мереодно из сечений процессов ve + η—*- е~ -f- ρ, ν μ + ρ —*- μ+ -f- w не равня-лось нулю.

Если осцилляции отсутствуют, то имеются следующие две возможно-сти. Если т- = 0, то ξ = 0, и мы имеем два майорановских нейтрино(без осцилляции). Если т-е = т - = 0, а те- =^= 0, то естественно при-писать е~ и μ" противоположный лептонный заряд 1 6 (только один) и рас-сматривать (вместо вырожденных состояний <рх и q>'2 = γ5φ2 с массой т =~meix) состояния с̂ определенным лептонным зарядом ψ = v e + ν μ ,ψ' = ν^ + ν μ (теория четырехкомпонентного нейтрино с несохранениемчетности 1 7 ) . Если т- и одна из величин τη - или тпе- не равны нулю,т. е. если существуют осцилляции, то особенно привлекательным являетсяслучай, когда m-e, m - <̂ ш-, В этом случае

8 Б. ПОНТЕКОРВО

Характер осцилляции в этом случае полностью аналогичен осцил-ляции К0 =<=ь K°, при этом φ1 и φ 2 аналогичны К\ и К\. Согласно выраже-нию (1), глубина осцилляции в этом случае максимальна. Два спиновыхсостояния г л е в и vnPaB приближенно совпадают с наблюдаемыми «фено-менологическими» состояниями v e и ν μ (или ν μ ) . Аналогично л>лев « ν μ

и Vnpas tv v'e ж ve. Столь же простая картина осцилляции, аналогичнаяй if

р цосцилляциям нейтральных if-мезонов, имеет место, если т- и т - необязательно малы по сравнению с те-, но имеет место μ — е-симметрия,т. е. те- = т - В этом случае ξ = — и соотношения (2) являются точными.

В работе 1 3, а также в неопубликованной работе Кобзарева и Окуняобсуждалась, в основном, возможность того, что нейтринные осцилляцииобусловлены так называемым миллислабым взаимодействием, которое,кроме PC, нарушало бы и лептонный заряд. Здесь будет упомянутаи другая точка зрения, согласно которой осцилляции могли бы бытьвызваны сверхслабым взаимодействием первого порядка, изменяющимлептонный заряд на две единицы 1 8. Это взаимодействие напоминает сверх-слабое взаимодействие Вольфенштейна 1 9, изменяющее странность на двеединицы, и могло бы быть тесно связано с ним. Некоторые размышленияо возможных значениях длины осцилляции 1/Δ можно найти в 1 3, а такжев 2 0. Но, к сожалению, ничего определенного нельзя сказать о значе-ниях /гее-, т -, т-, (и, следовательно, о длине осцилляции 1/Δ), дажеесли они были бы связаны с определенным (миллислабым, сверхслабым)взаимодействием, так как неизвестен параметр обрезания: сведенияо длине осцилляции и оттуда о значениях масс т можно получить,только регистрируя нейтрино от Солнца (см. далее).

Возвращаясь к нейтринной астрофизике, рассмотрим здесь толькопростые случаи, когда осцилляции подобны осцилляциям К0 ч=ь К°,скажем, когда т-е — τημ-.

В таком случае интенсивность наблюдаемых нейтрино с импульсом ρна расстоянии R от их источника будет просто

4т -т -R

) (3)

где / 0 — интенсивность, которая наблюдалась бы в случае сохранениялептонного заряда (точнее, в случае, когда тпе-те- = 0). Уже было ска-зано об основном эффекте, связанном с отличным от нуля значениемпг-т -, а именно, об уменьшении вдвое (по сравнению с ожидаемой)интенсивности вызванных нейтрино событий. Этот эффект обусловленусреднением осцилляции. И. Я. Померанчук упоминал о возможностирегистрации на поверхности Земли временных вариаций интенсивностисолнечных нейтрино, при этом вариации связаны с изменением расстоянияот Земли до Солнца. Это предложение вряд ли может быть осуществлено,так как вследствие малости относительного изменения этого расстояния(AR/R » 0,04) потребовались бы или нейтринные детекторы с фантасти-ческим разрешением по энергии, или крайне точные измерения нейтрин-ной интенсивности.

Как замечено в 1 6, использование детектора моноэнергетических ней-трино могло бы, в принципе, привести к уменьшению наблюдаемой ней-реинной интенсивности по отношению к «рассчитанной» даже большечем вдвое. В работе Бакала и Фраучи 2 0 обсуждался вопрос о детектиро-вании линии солнечных нейтрино от реакций е~ -+- ρ + ρ -»- d + ve, при

ОПЫТЫ В ОБЛАСТИ НЕЙТРИННОЙ^ФИЗИКИ 9

этом важно то, что вычисление / 0 достаточно надежно для обнаружениявозможных расхождений / 0 с абсолютно измеряемой интенсивностью /.

Но при каких условиях все-таки можно наблюдать осциллирующийчлен уравнения (3), проводя относительные измерения? Ясно, что осцил-ляции не имеют места, когда те-т- = 0, и что осциллирующий член неможет быть наблюден, когда τη,-rn,- так велико (т. е. когда длина осцил-ляции ~р1тчпе- для нейтрино любого существенного импульса такмала), что источник нейтрино (область Солнца, которая эффективно рож-дает нейтрино) не может рассматриваться как точечный. Где-то между эти-ми пределами можно попытаться наблюдать осцилляции: для значенийт-т- «некомфортабельно малых» (1/10 -*~ 1) следует регистрировать«мягкие» солнечные нейтрино, а для значений тп-т- «некомфортабель-но высоких» (///„—>- -к-1 следует регистрировать относительно «жесткие»

солнечные нейтрино.Здесь хотелось бы упомянуть новую (правда, отдаленную) возмож-

ность наблюдения относительного эффекта, связанного с осциллирующимчленом: измерение спектра солнечных нейтрино в области высоких энергийс помощью электронных методов регистрации нейтринных событий. Мож-но показать, что при благоприятных значениях т--те- связанное с осцил-ляциями изменение спектра наблюдаемых нейтрино от Солнца по отно-шению к известному спектру нейтрино от распада В8 могло бы быть на-блюдаемым *).

Вообще детектора нейтрино, основанного на электронных методахрегистрации частиц и подходящего для нейтринной астрономии, пока несуществует, но, как предложено в 2 1, он мог бы быть создан в будущемпутем дальнейшей разработки жидкостных счетчиков.

Каковы же желаемые свойства такого детектора солнечных нейтрино?1. Установка должна регистрировать электроны от процесса ve — е-

рассеяния или электроны от обратного β-процесса с энергией порядка Мэв.2. Чувствительная часть детектора должна весить не менее 10 тонн.3. Установка должна давать сведения о направлении прихода реги-

стрируемых нейтрино.4. Установка должна дать некоторые сведения об энергетическом

спектре электронов, рождаемых нйтрино.5. Желательно, чтобы установка достаточно сильно отличала электро-

ны «нейтринной природы» от фоновых электронов.6. Желательно создать бесфильмовый прибор, который «всегда готов».Представляется, что этим требованиям в значительной степени может

удовлетворять большая жидкостная камера, построенная, например, попринципу счетчика Долгошеина 2 2 (нового жидкостного счетчика). Кстати,большая жидкостная камера, вероятно, подходит и для регистрации анти-нейтрино от реактора.

Теперь я хотел бы уточнить утверждение о том, что наблюдения с помо-щью солнечных нейтрино несравнимо более чувствительны, чем другиеметоды для изучения вопросов, является ли (средняя) масса нейтриноконечной и нарушается ли лептонный заряд. Мы можем выразить чув-ствительность данного метода (исследование β спектра трития, двойногоβ-распада, солнечных нейтрино. . .) в терминах (средней) нейтринноймассы или в терминах верхнего предела для такой массы, которую данныйметод способен найти. Согласно формуле (1), при наблюдениях солнеч-

*) Такое ж е предложение обсуждается т а к ж е Д . К о ч а р о в ы м и Б . Ф е р -б е р г о м , Препринт Ф Т И им. А. Ф. Иоффе А Н СССР, № 299, октябрь 1970 г.

10 Б. ПОНТЕКОРВО

ных нейтрино можно обнаружить абсолютные или относительные эффекты,связанные с осцилляциями, если, скажем,

т -4-т —

или, сделав упрощающее предположение о μ — е-симметрии (котороене изменяет основного вывода), если

Для солнечных нейтрино с энергией ~10 Мэв, например, эффекты,связанные с осцилляциями, будут наблюдаться на поверхности Земли.(#~1,5 ·10 1 3 см), если

Полезно напомнить, что массы т , и тг двух нейтрино Майорана,ν, и v2) в нашем случае даются выражениями

т^те- + те-, т2 = \те--те-\

и что масса «феноменологических» частиц ve и ν μ определяется как(ηΐχ + т.2)/2. Можно видеть, что чувствительность астрономическогометода лучше на семь порядков величины, чем чувствительность класси-ческого метода *) исследования β-спектра Н3, способного давать верхнийпредел для массы ve ъ> 10 эе.

5. ВЗАИМОДЕЙСТВУЕТ ЛИ НЕЙТРИНО С НЕЙТРИНО?

Обычно считается, что единственным взаимодействием нейтриноявляется классическое слабое взаимодействие. Возникает, однако, вопрос,не имеется ли у нейтрино каких-либо других взаимодействий. В работеБардина, Биленького и Понтекорво 2 3 рассмотрен вопрос о ν — v-взаимо-действии. Ясно, что имеется ν — v-взаимодействие, возникающее во вто-ром порядке теории возмущений по константе слабого взаимодействия G.Мы рассмотрели новое гипотетическое ν — v-взаимодействие. К нашемуудивлению, оказалось, что существующим экспериментальным данным непротиворечит наличие даже совсем сильного ν—v-взаимодействия. Мыобсудили также такие процессы, исследование которых на опыте позволи-ло бы получить информацию о взаимодействии между нейтрино. Послетого, когда наша работа была завершена, нам стало известно, что ещев 1964 г. в работе Э. Беляницкой-Бируля обсуждался вопрос о взаимо-действии между нейтрино 2 4 и были сделаны некоторые выводы и предло-жения, аналогичные нашим.

Если между нейтрино имеется достаточно сильное взаимодействие, тоочевидно, что оно проявится во всех процессах с участием нейтрино.

Были рассмотрены возникающие в этом случае:а) новые распады (см., например, диаграмму — рисунок а);б) новые процессы на пучке нейтрино высокой энергии (см., например,

диаграмму — рисунок б);в) нейтринные «формфакторы» (диаграмма — рисунок в).Рассматриваемое ν — v-взаимодействие привело бы, очевидно, к тому,

что наряду с обычными распадами с испусканием нейтрино и заряженноголептона возникли бы распады с испусканием дополнительной пары ней-рино — антинейтрино. Подробно были рассмотрены процессы π+->- е+ +

*) Космологический метод, предложенный С. Герштейном и Я. Зельдовичем<Письма ЖЭТФ 4, 120 (1966)), также уступает в чувствительности методам нейтрин-ной астрономии Солнца.

ОПЫТЫ В ОБЛАСТИ НЕЙТРИННОЙ ФИЗИКИ И

+ v e -f- ve + vei K+ -+e* + ve + ve + ve; при этом эффективный гамиль-тониан, описывающий ve — уе-взаимодействие, для конкретности выбранв виде # ν Λ = FVge (veyave) (νβγαν ε).

Спектр электронов в этих распадах выражается, естественно, черезFVe\-e и другие известные константы (константа слабого взаимодействияG = Ю'ЧМр2, константа π-распада |/„| = 0,92т„ или константа ίΓ-pac-пада |/κ| = 0,25т„, масса электрона и масса пиона или каона). Поэтому

а) б) в)для того чтобы получить верхний предел константы FVeVe, необходимо изу-чить спектр позитронов в п+- и К +-распадах. Максимальное число электро-

нов от п + + ve + ve e- и + ve + ve -f ve-pacnafl0B в под-ходящем энергетическом интервале можно найти из анализа фона в опытахпо исследованию п* —*- е* + ve-

25 и К+ —>- е+ + ve

26-распадов. Анализраспадов пионов и каонов дает соответственно FVeVe ^ 107 G и FVeVe ^^ 2 · 1 0 β 6 ? . Это удивительно большая величина, но дальнейшие поиски

К ve -j- v e ve-pacnafla с целью улучшения верхнего преде-б

p у р рла i*\eve вполне возможны. Наблюдения процесса К+ —> μ+ + ν μ + ν μ

+ ν μ ο целью получения сведений о Fv v представляет собой задачу, дажеболее трудную *) вследствие большого фона, обусловленного реакцией

(К+ ->- μ+ + ν μ + у (распады π + -ν е* + ve + у и К+ -*- е+ + ve

очень сильно подавлены по той же причине, по которой подавлены и рас-пады π + -ν е+ + ve и ЛГ+ -н>- е+ + ve).

Распады μ-мезонов, нуклонов и гиперонов менее интересны с точкизрения возможностей исследования ve — ve- и ν μ — νμ-взаимодействий,чем рассмотренные выше распады заряженных л- и Я-мезонов. Отметимв заключение, что ve — Ve-взаимодействие привело бы к дополнительнойдиаграмме нового типа в матричном элементе обычного (с сохранениемлептонного заряда) двойного β-распада.

Распады с испусканием дополнительной пары нейтрино — антинейтри-но сильно подавлены малостью соответствующих фазовых объемов. Поэто-му большой интерес представляют процессы, вызываемые пучком ней-трино высокой энергии.

Если имеется достаточно сильное ν μ — Υμ,-взаимодействие (подчерк-нем, что оно может быть совершенно отличным от ve — ν,,-взаимодействия),то будут наблюдаться процессы (см. диаграмму рисунка б).

+ ν μ 4-ν.+ ν μ J(4)

и т. д.*) Возможно, это утверждение неправильно. Недавно мне стало известно, что

в Беркли^группой Стининга предлагается провести поиски распада К* -*• μ+ + ν μ ++ ν μ + ν μ при помощи удачной постановки опыта, в котором очень эффективно подав-лена регистрация распадов типа К+ -> μ+ + ν μ + у, К+ ->~ μ + + ν μ + π°.

12 Б. ПОНТЕКОРВО

Процессы типа (4) (в результате взаимодействия мюонных нейтриновысокой энергии с нуклонами возникают μ-мезоны с «неправильным» зна-ком заряда) представляют наибольший интерес с экспериментальнойточки зрения. Такие симулирующие нарушения лептонного заряда про-цессы проще всего идентифицируются на опыте в том случае, когда в конеч-ном состоянии нет заряженных пионов.

Мы вычислили сечение процесса (4) при различных значениях энергиипадающих нейтрино в интервале от 0,5 Гэв до 50 Гэв. При этом предпола-галось, что ν μ — νμ-взаимодействие переносится векторной частицей х.масса которой тх при численном счете полагалась равной 1 Гэв (гамильто-ниан взаимодействия SB = г ^ ^ ^ т ^ у ^ ^ ) . Отметим, что этамодель была выбрана лишь как способ введения соответствующих формфакторов. При расчете использовались также формфакторы нуклоновг

полученные из анализа данных по упругим нейтринным процессам 2 7.Результаты расчета приведе-

Сечения реакции ν μ-)-ρ-

Энергиянейтрино

влаб. систе-ме, Гае

0,51235

102050

σ/(m F12ед. 10-40 CJH2

5,9·10-β1,4-10-41,1-Ю-з3,2·10-3

9,0-Ю-з2,7-10-26,0-10-21,5-10-1

σ 1 (m^i1) 2,ед. 10-4О см2

6,7·10-β1,9-10-42,2-Ю-з7,8-10-з3,0-10-21,5-10-16,1-10-13,8

Во втором столбце приведено сечение про-цесса σ для случая, когд£ι ν μ — νμ,-взаимо-действие переносится векторной частицейχ с массой тх = 1 Гэв (гамильтониан взаимодей-ствия &в — I ~\/2F τηχ\^α\χα

це приведено сечение а л о к

. В третьем столб-для локального

ν μ — νμ,-взаимодействия с эффективной кон-стантой F.

высоких энергиях падающих нейтрино

ны в таблице. Во второй ко-лонке таблицы приводятсязначения сечения процессаσ, деленного на безразмер-ный параметр (m%Fv v )2 длямодели с векторной частицей.

Для сравнения мы при-водим также в третьей колон-ке таблицы сечение процесса(4) в случае локального·ν μ—ν μ,-взаимодействия.

Верхнее значение кон-станты Fv у можно оценитьиз данных ЦЕРН по возмож-ному несохранению лептон-ного заряда 2 8. С учетомспектра падающего пучканейтрино находим ί ν ν ^< 2 - 1 0 6 G . μ μ

Из приведенной таблицыможно заключить, что иссле-дование реакций типа (4) при

позволило бы исследовать во-

Экспериментальные трудности, связанные с примесью антинейтрино впучке нейтрино (в настоящее время 2 8 примесь ν μ в пучке ν μ не превосхо-дит 1%), будут существенно уменьшены, когда станут возможными опы-ты с практически моноэнергетическими пучками нейтрино. Очевидно, что·все изложенное выше относится также и к более сложным опытам с элек-тронными нейтрино высокой энергии, позволяющим исследовать ve — ve-взаимодействие.

Сильное ve — ve (νμ — vμ)-взaимoдeйcтвиe привело бы к модифика-ции амплитуды v e — е (νμ — μ)-ρΒθϋβΗΗΗΗ (см. диаграмму — рисунок в).Если бы существовало также достаточно сильное ve — νμ-взаимодействие,то сечение ν μ — е-рассеяния могло бы оказаться существенно большим,чем сечение, вычисленное на основе обычной V — ̂ .-теории 2 9. Взаимо-действие между электронным и мюонным нейтрино привело бы к возник-новению процессов типа ν μ + η-*-ρ + е- + ve + ν μ , симулирующих нару-шение мюонного заряда. Величины, приведенные в таблице, относятся

ОПЫТЫ В ОБЛАСТИ НЕЙТРИННОЙ ФИЗИКИ 13

в области высоких энергий также и к сечению этого процесса. Используяданные опытов 3 0 по исследованию возможного нарушения мюонногозаряда, получаем, что Fv v <C 106 G. Отметим, что эта граница нижеверхней границы для константы Fv v , которая может быть полученаиз анализа спектра электронов в μ-распаде. Если имеет место ve—νμ-взаимодействие, становится возможным также процесс ν μ + ρ —>- е+ ++ η + ν μ + ve. Исследование этого процесса на опыте может быть сущест-венно облегчено малостью фона, происходящего от примеси ve в пучке ν μ .

В заключение мы хотели бы сделать следующие замечания:

а) сильное взаимодействие между нейтрино привело бы в случаечисто лептонных процессов к параметрам обрезания, много меньшим такназываемого унитарного предела;

б) сильное ν — v-взаимодействие имело бы важные астрофизическиеи космологические следствия;

в) взаимодействие между нейтрино — единственное неслабое взаимо-действие нейтрино, которое не исключается существующими эксперимен-тальными данными; предположение о сильном взаимодействии нейтринос адронами и заряженными лептонами не совместимо с данными опыта.

Я выражаю глубокую благодарность Д. Ю. Бардину, С. М. Билень-кому, В. Н. Грибову, И. Ю. Кобзареву, Л. Б. Окуню, совместно с кото-рыми были выполнены изложенные здесь работы.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. М. G е 11 - Μ а η η, Μ. G о 1 d b е г g e r, N. К г о 1 1, F. L o w , Phys. Rev. 179,1518 (1969).

2. В. Л о б а ш о в , В. Н а з а р е н к о , Л. С а е н к о , Л. С м о т р и ц к и й ,Г. Х а р к е в и ч , Письма ЖЭТФ 3, 268 (1968); 5, 73 (1967); Yu. A b о ν,P. K r u p t c h i t s k y , Μ. B u l g a k o v , О. E r m a k o v , I. K a r p i k l i n ,Phys. Lett. 27B, 16 (1968); F. В о e h m, Ε. Κ a n k e 1 e i t, Nucl. Phys. A109,467 (1968); E. W a i m i n g , F. S t e c h e r - R a s m u s s e n , W. R a t u m -s k i , J. K o p e c k y , Phys. Lett. 25B, 200 (1967).

3. См., например, Η. S t e i η e г, Phys. Rev. Lett. 24, 746 (1970).4. Б. П о н т е к о р в о , ЖЭТФ 36, 1615 (1959).5. Μ. R u d e г m a n, Topical Conference on Weak Interactions, CERN Geneva, Jen.

1969.6. R. S t о t h e r s, Phys. Rev. Lett. 24. 538 (1970).7. F. R e i η e s, H. G u r r, Phys. Rev. Lett. 24, 1448 (1970).8. L. Μ i с k a e 1 i a n, P. S ρ i ν a k, V. Τ s i η о е v, Proc. XII Int. Conf. on High

Energy Physics, Dubna, 1964, ν. 2, p. 29.D. В а г d i η, S. Β i 1 ι9. D. B a r d i n , S. B i l e n k y , B. P o n t e c o r v o , Phys. Lett. 32B, 68 (1970).

10. F. Α ν i g η ο η e, S. В 1 a k e η s h i ρ, С. D а г d e η, Phys. Rev. 170, 93 (1968).11. R. D a v i s , D. Η а г m e r, K. H o f f m a n , Phys. Rev. Lett. 20, 1205 (1968).12. B. P o n t e c o r v o , Chalk River Report (1946).13. Б. П о н т е к о р в о , ЖЭТФ 53, 1717 (1967).14. J. В a h с a 1 1, Ν. Β a h с a 1 1, W. F o w l e r , G. S h а г i r, Phys. Lett. 26B, 1

(1968); J. В a h c a l l , N. B a h c a l l , G. S h a r i r , Phys. Rev. Lett. 20, 1209 (1968).15. V. G г i b о v, В. P o n t e c o r v o , Phys. Lett. 28B, 493 (1969).16. Я. З е л ь д о в и ч , ДАН СССР 86, 505 (1952); F. Κ ο η ο ρ ι η s k i, Η. Μ a h-

m о u d, Phys. Rev. 92, 1045 (1953).17. Ι. Κ a w a k a n i, Prog. Theor. Phys. 19, 459 (1958); E. Л и п м а н о в , ЖЭТФ

37, 1054 (1959); A. S о k о 1 ο ν, Phys. Lett. 3, 21 (1963).18. Β. Ρ ο η t e с о г ν о, Phys. Lett. 26B, 630 (1968).19. L. W о 1 f e η s t e i η, Phys. Rev. Lett. 13, 562 (1964).20. J. В a h с a 1 1, S. F г a u t s с h i, Phys. Lett. 29B, 623 (1969).21. Г. З а ц е п и н , Б. П о н т е к о р в о , Письма ЖЭТФ 12 (347) (1970).22. Б. Д о л г о ш е и н, В. Л е б е д е н к о , Б. Р о д и о н о в , Международная кон-

ференция по аппаратуре в физике высоких энергий, Дубна, 1970.23. D. B a r d i n , S. B i l e n k y , В. P o n t e c o r v o , Phys. Lett. 32B, 121 (1970).24. Ζ. Β i a 1 у η i с к а - Β i r u 1 a, Nuovo Cim. 33, 1484 (1964).25. Η. Α η d e r s ο η, Т. F u j i i, R. Μ u 1 1 e г, L. Τ a u, Phys. Rev. 119, 2050 (I960).

14 Б. ПОНТЕКОРВО

26. D . B o t t e r i l , R . B r o w n , I . С о г Ь е t t , G . С u 1 1 i g a n , J . Ε ш m e r-s o n , R . F i e l d , J . G a r v e y , P . J o n e s , N . M i d d l e m a s , D . N e w t o n ,T . Q u i r k , G . S a l m o n , R . S t e i n b e r g , W . W i l l i a m s , P h y s . R e v .L e t t . 1 9 , 9 8 2 ( 1 9 6 7 ) .

2 7 . D . P e r k i n s , T o p i c a l C o n f e r e n c e o n W e a k I n t e r a c t i o n , C E R N 68-7 (1969), p . 1.2 8 . K . B o r e n , B . H a h n , H . H o f e r , H . K a s p a r , F . K r i e n e n , P . S e i l e r .

T o p i c a l C o n f e r e n c e o n W e a k I n t e r a c t i o n s , C E R N 69-7 ( 1 9 6 9 ) , p . 4 7 .2 9 . Я . З е л ь д о в и ч , А . П е р е л о м о в , Ж Э Т Ф 3 9 , 1 1 1 5 ( 1 9 6 0 ) ; I . B e r n s t e i n .

T . L е е , P h y s . R e v . L e t t . 1 1 , 512 ( 1 9 6 3 ) .3 0 . J . B i e n l e i n , A . B o h m , G . v o n D a r d e l , H . F a i s s n e r , F . F e r r e r o,

J . G a i l l a r d , H . G e r b e r , B . H a h n , V . K a f t a n o v , F . K r e i n e n ,M . R e i n h a r d , R . S a l m e r o n , P . S e i l e r , A . S t a u d e , J . S t e i n ,H . S t e i η e r, P h y s . L e t t . 13 , 8 0 ( 1 9 6 4 ) .