К-МЕЗО́НЫ

К-МЕЗО́НЫ (као­ны), груп­па из двух за­ря­жен­ных ($\text K^+$, $\text K^-$ ) и двух ней­тральных ($\text K^0$, $\tilde{\text K}^0$) час­тиц с мас­сой, при­бли­зи­тель­но рав­ной по­ло­ви­не мас­сы про­то­на, и ну­ле­вым спи­ном. K-м. уча­ст­ву­ют в про­цес­сах силь­но­го взаи­мо­дей­ст­вия (т. е. яв­ля­ют­ся ад­ро­на­ми) и об­ла­да­ют со­хра­няю­щим­ся в этих про­цес­сах осо­бым кван­то­вым чис­лом – стран­но­стью

. $\text K^+$- и $\text K^0$-ме­зо­ны име­ют стран­ность $S=+1,$ а $\text K^-$  и $\tilde{\text K}^0$, яв­ляю­щие­ся их ан­ти­час­ти­ца­ми, стран­ность $S=-1$. Со­глас­но про­стей­шей квар­ко­вой мо­де­ли, ме­зо­ны $\text K^+$ и $\text K^0$ со­сто­ят из ан­тик­вар­ка ($\tilde{s}$) со стран­но­стью $S=1$ и со­от­вет­ст­вен­но из лёг­ких $u$- и $d$-квар­ков: $\text K^+ ({\tilde s}, u)$, $\text K^0(\tilde s, d)$, а их ан­тичас­ти­цы $\text K^-$  и $\tilde{\text K}^0$ со­став­ле­ны из квар­ка $s$ и ан­тик­вар­ков $\tilde{u}$ и $\tilde{d}$: $\text K^- (s, \tilde{u}), \tilde{\text K}^0(s, \tilde{d})$ (см. Эле­мен­тар­ные час­ти­цы

 >>

).

K-м. $K^+$ и $K^0$ объ­е­ди­ня­ют­ся в изо­то­пи­че­ский дуб­лет (см. Изо­то­пи­че­ская ин­ва­ри­ант­ность

). Ана­ло­гич­ную груп­пу со­став­ля­ют ме­зо­ны $\tilde{\text K}^0$ и $\text K^-$ . Вме­сте с $\pi$-ме­зо­на­ми (пио­на­ми) и т. н. $\eta$-ме­зо­ном они вхо­дят в ок­тет псев­до­ска­ляр­ных ме­зо­нов с от­ри­ца­тель­ной внутр. чёт­но­стью и ну­ле­вым ба­ри­он­ным чис­лом.

K-м. впер­вые на­блю­да­лись в кос­мич. лу­чах в 1947–51, од­на­ко бы­ли пол­но­стью иден­ти­фи­ци­ро­ва­ны толь­ко по­сле по­лу­че­ния их на ус­ко­ри­те­лях вы­со­кой энер­гии в 1954. В про­цес­сах силь­но­го взаи­мо­дей­ст­вия час­тиц, не об­ла­даю­щих стран­но­стью (напр., ну­кло­нов), K-м. ро­ж­да­ют­ся со­вме­ст­но друг с дру­гом или с др. стран­ны­ми час­ти­ца­ми так, что­бы со­хра­ня­лось сум­мар­ное (ну­ле­вое) зна­че­ние стран­но­сти. Мас­са за­ря­жен­ных K-м. со­став­ля­ет (493,677±0,016) МэВ, а мас­са ней­траль­ных – (497,648±0,022) МэВ. Ней­траль­ные K-м. име­ют не­сколь­ко бòль­шую мас­су, т. к. вхо­дя­щий в их со­став $d$- (или $\widetilde{d}$-) кварк «тя­же­лее», чем $u$- (или $\widetilde{u}$-) кварк в со­ста­ве за­ря­жен­ных.

Рас­пад K-м. про­ис­хо­дит под влия­ни­ем сла­бо­го взаи­мо­дей­ст­вия. Вре­мя жиз­ни за­ря­жен­ных K-м. со­став­ля­ет $τ$=(1,2385±0,0024)·10^–8 с. Осн. ка­на­ла­ми рас­па­да K-м. яв­ля­ют­ся: $\text{K}^{\pm} \to \mu^\pm \nu_{\mu}(\tilde\nu_{\mu})$(63%); $\text K^\pm \to\pi^\pm\pi^0$ (21%); $\text K^\pm\to\pi^\pm\pi^\pm\pi^\mp$(5,6%); $\text K^\pm\to\pi^\pm\pi^0\pi^0$ (1,8%); $\text K^\pm\to\pi^0e^\pm \nu_e (\widetilde{\nu}_e)$ (5%); $\text K^\pm\to\pi^0\mu^\pm \nu_\mu (\widetilde{\nu}_\mu)$(3,3%). Воз­мож­ность рас­па­да K-м. как на два, так и на три пио­на (с разл. про­стран­ст­вен­ной чёт­но­стью в ко­неч­ном со­стоя­нии) яви­лась пер­вым ука­за­ни­ем на на­ру­ше­ние про­стран­ст­вен­ной чёт­но­сти в сла­бых взаи­мо­дей­ст­ви­ях.

Ней­траль­ные K-м. об­ла­да­ют спе­ци­фич. свой­ст­ва­ми, свя­зан­ны­ми с тем, что при сла­бом взаи­мо­дей­ст­вии, на­ру­шаю­щем стран­ность, воз­мож­ны пе­ре­хо­ды $\text K^0 \leftrightarrow \tilde{\text K}^0$, т. н. ос­цил­ля­ции. Бла­го­да­ря это­му в ва­куу­ме в ка­че­ст­ве час­тиц с оп­ре­де­лён­ны­ми вре­ме­нем жиз­ни и мас­сой про­яв­ля­ют­ся т. н. дол­го­жи­ву­щие $\text K^0_{L}$- и ко­рот­ко­жи­ву­щие $\text K^0_{S}$- ме­зо­ны, ко­то­рые яв­ля­ют­ся су­пер­по­зи­ци­ей со­стоя­ний $\text K^0$ и $\tilde{\text K}^0$(см. Су­пер­по­зи­ции со­стоя­ний прин­цип

). С точ­но­стью до квад­ра­та ма­лой ве­ли­чи­ны $\varepsilon(|\varepsilon|=2,23·10^{–3})$ эти су­пер­по­зи­ции можно пред­ста­вить в ви­де $\text K^0_{S}\approx \text K^0_{1}+\varepsilon \text K^0_{2}$ и $\text K^0_{L}\approx \text K^0_{2}+\varepsilon \text K^0_{1},$ где $\text K^0_{1}=(1/\sqrt2) (\text K^0+\tilde {\text K}^0)$и $\text K^0_{2}=(1/\sqrt2) (\text K^0-\tilde {\text K}^0)$  – со­стоя­ния с оп­ре­де­лён­ной ком­би­ни­ро­ван­ной чёт­но­стью (СР-чёт­но­стью): $\text K^0_{1}$ – с по­ло­жи­тель­ной, $\text K^0_{2}$ – с от­ри­ца­тель­ной. По­это­му со­стоя­ние $\text K^0_{2}$не мо­жет пе­ре­хо­дить в два пио­на с по­ло­жи­тель­ной СР-чёт­но­стью и вре­мя жиз­ни $\text K^0_{L}$ ока­зы­ва­ет­ся на­мно­го бо́льшим, чем у $\text K^0_{S}$, для ко­то­ро­го ка­нал рас­па­да на два пио­на яв­ля­ет­ся основ­ным. Как бы­ло ус­та­нов­ле­но в 1964, дол­го­жи­ву­щий $\text K^0_{L}$-ме­зон с ве­ро­ят­но­стью ≈ 2·10^–3 так­же мо­жет рас­па­дать­ся на два пио­на. Это сви­де­тель­ст­ву­ет о на­ли­чии $\text K^0_{1}$ в со­ста­ве су­пер­по­зи­ции и на­ру­ше­нии СР-сим­мет­рии. Та­кое «мил­ли­сла­бое» на­ру­ше­ние СР-сим­мет­рии мо­жет быть объ­яс­не­но в рам­ках стан­дарт­ной мо­де­ли эле­мен­тар­ных час­тиц.

Осн. ка­на­ла­ми рас­па­да ней­траль­но­го яв­ля­ют­ся: $\text K^0_{L}\to \pi^\pm e^\mp \widetilde{\nu}_e (\nu_e)$(40,5%); $\text K^0_{L}\to\pi^\pm \mu^\mp \widetilde{\nu}_\mu (\nu_\mu)$(27%); $\text K^0_{L}\to3\pi^0$ (19,6%); $\text K^0_{L}\to \pi^+ \pi^-\pi^0$(12,6%). Вре­мя жиз­ни $\text K^0_{L}$и $\text K^0_{S}$ со­от­вет­ст­вен­но рав­но: $\tau_{\text K^0_{L}}\approx (5,11\pm0,021)\cdot10^{-8}$ с, $\tau_{\text K^0_{S}}\approx 0,895\cdot10^{-10}$ с, а раз­ность масс $m_{\text K_L} - m_{\text K_S}=(3,483±0,006)·10^{–6}$ эВ. Ис­поль­зуя эту ве­ли­чи­ну и ряд др. из­ме­рен­ных экс­пе­ри­мен­таль­но па­ра­мет­ров $\text K_L$-рас­па­да, можно за­клю­чить, что от­но­ше­ние раз­но­сти масс $\tilde{\text K}^0$ и $\text K^0$-ме­зо­нов к их сред­ней мас­се не пре­вы­ша­ет 10^–18. Эта ве­ли­чи­на яв­ля­ет­ся наи­бо­лее точ­ной про­вер­кой СРТ-тео­ре­мы, со­глас­но ко­то­рой мас­сы час­тиц и ан­ти­час­тиц долж­ны быть рав­ны друг дру­гу.