Увеличение времени жизни релятивистских мюонов и гипотеза магнитного «кокона»
В этой работе исследуется вопрос продолжительности жизни релятивистских мюонов.
Эта статья опубликована мною в качестве препринта «The lifetime of relativistic muons. Is the solution found? Magnetic "cocoon" decides everything! Maybe... (increasing the lifetime of relativistic muons and the magnetic cocoon hypothesis)» в июне 2025 г., опубликованном на сайте научно-исследовательского портала ResearchGate.net, прямая ссылка:
http://dx.doi.org/10.13140/RG.2.2.24844.63366 , или https://www.researchgate.net/publication/392909099_The_lifetime_of_relativistic_muons_Is_the_solution_found_Magnetic_cocoon_decides_everything_Maybe_increasing_the_lifetime_of_relativistic_muons_and_the_magnetic_cocoon_hypothesis .
Там есть и текст на русском языке, см. файл «muon_ru», формат .pdf).
Работа является сокращенные вариантом статьи в ResearchGate.net.
Содержание.
I. Необходимые краткие сведения из электродинамики.
II. Слабые взаимодействия. Распад мюона.
III. Зависимость ширины распада от скорости движения частицы.
IV. Ширина распада, время жизни и гипотеза магнитного кокона.
Заключение.
На исследование вопроса, вынесенного в заголовок этой работы, меня побудили несколько причин:
1. Известное доказанное многочисленными экспериментами прямое физическое воздействие гравитационного поля на темп течения (ход) времени.
2. Известные из электродинамики свойства магнитного поля равномерно движущегося по инерции электрического заряда.
3. Известные физические ситуации разгона элементарных частиц на ускорителях, когда из внешней неподвижной системы отсчета ускорителя оказывается прямое физическое воздействие на ускоряемую частицу.
4. Доказанный ³³ ⁻ ³⁵ видимый (наблюдаемый, кажимостный) характер любых физических величин релятивистски движущегося прямолинейно по инерции материального объекта (a). В верности последнего доказательства сомневаться не приходится, так как оно построено на математически неопровержимом 3D обобщении преобразований Лоренца ³⁶, ³⁷ и объективно существующем в природе явлении запаздывания света ³⁸.
И тут, на основе знания всего выше перечисленного, появляется интересный вопрос: действительно ли наблюдаемое в экспериментах увеличенное время жизни релятивистски движущихся электрически заряженных частиц (b) является всего лишь видимым эффектом, как это можно предположить на основе утверждения (a), или все-таки это увеличенное время жизни таких частиц основана на некотором прямом физическом воздействии неких сил на время жизни этих частиц по примеру воздействия гравитационного поля (1)? Нет ли в примере с распадом мюонов каких-то сил, которые обеспечивают не кажимостное (видимое, наблюдаемое), как в случае (a), а физически действительное увеличение продолжительности их жизни в их релятивистском движении? Иными словами, не противоречит ли наш результат (a) экспериментальным данным (b)?
В этом мы сейчас и попробуем разобраться. В разделах I и II приводятся краткие необходимые сведения из электродинамики, слабым взаимодействиям и распаду мюонов. Более подробная информация по частицам, участвующим в слабом взаимодействии, дается в Приложении к этой работе. Читателю, знакомому с информацией по частицам, обращаться к Приложению нет необходимости. Основное содержание статьи дано в разделах III и IV.
I. Необходимые краткие сведения из электродинамики.
Из электродинамики известно, что равномерно движущийся электрический заряд порождает магнитное поле, силовые линии магнитной индукции B которого на плоскости ортогональной направлению движения образуют вложенные друг в друга концентрические окружности, центр которых лежит на линии направления движения заряда (см. Рис. 1).
Указанное магнитное поле создается движущимся зарядом во всем пространстве вокруг заряда. Вектор В магнитной индукции направлен перпендикулярно плоскости, в которой расположены векторы v и r и его направление совпадает с направлением вращения правого винта, когда ось вращение винта направлена по направлению движения заряда. Индукция B магнитного поля записывается в современных обозначениях следующим образом:Указанное магнитное поле создается движущимся зарядом во всем пространстве вокруг заряда. Вектор В магнитной индукции направлен перпендикулярно плоскости, в которой расположены векторы v и r и его направление совпадает с направлением вращения правого винта, когда ось вращение винта направлена по направлению движения заряда. Индукция B магнитного поля записывается в современных обозначениях следующим образом:
В этих уравнениях следует обратить внимание на то, что в них в случае релятивистского движения заряда появляется релятивистский радикал вида и связанный с ним лоренц-фактор, включающие в свою структуру синус угла θ, и потому величины E и B релятивистским образом зависят от скорости движения v заряда. Здесь в тексте и далее везде ниже векторы обозначаются без верхних стрелок, но жирными курсивными символами. Угол θ в формулах соответствует углу α на рисунке.
Учитывая, что
вторая дробь в уравнениях для напряженности E электрического поля заряда и магнитной индукции B создаваемого движением заряда магнитного поля может быть записана так
1. При углах θ, близких по величине к 90°, синус становится близок к 1, и тогда получаем
Таким образом, в направлениях, расположенных вблизи плоскости, перпендикулярной к направлению движения заряда, когда эта плоскость включает в себя и точку O текущего местоположения самого заряда, как электрическая напряженность E, так и магнитная индукция B приобретают максимально возможные величины при одном и том же расстоянии r.
Максимально возможные, потому что член
Почему это так, смотрите в статье в ResearchGate.net.
Понятно, что
Поэтому
В связи с этим электрическая напряженность электрического поля движущегося заряда больше в экваториальной плоскости и областях пространства, близких к ней, и меньше в направлении полюсов (см. мой Рис. 2).
Такое распределение интенсивности (плотности) напряженности электрического поля, существующее при релятивистском движении заряда, не может не сказаться и на распределении интенсивности (плотности) зависящего от нее магнитного поля (см. мой Рис. 3).
Все это было открыто еще О. Хевисайдом в 1887 году (так называемый эллипсоид Хевисайда), и мы здесь это напоминаем, потому что разная величина магнитной индукции B в разных направлениях относительно направления движения заряда при одном и том же радиус-векторе r и одной и той же скорости v имеет значение для наших последующих рассуждений.
Используя наше уравнение [I - 3], выпишем еще раз уравнения для напряженности электрического поля и магнитной индукции при релятивистском движении электрического заряда:
То есть, релятивистский лоренц-фактор с синусом в основном и определяет распределение в пространстве как величины вектора E, так и вектора B. Отсюда мы можем записать, что векторы E и B прямо пропорциональны указанному лоренц-фактору:
Наличие в формуле лоренц-фактора синуса угла θ нас не должно смущать, ибо этот синус влияет на величины векторов E и B в разных направлениях в пространстве, но не на общую зависимость величин векторов E и B от релятивистской скорости v ≈ c движения заряда и от связанного с ней релятивистского лоренц-фактора. Релятивистская зависимость магнитной индукции B поля заряда имеет значение для наших дальнейших рассуждений, поэтому мы этот факт здесь подчеркиваем еще раз.
Обратим внимание в Рис. 3. на то, что силовые линии магнитного поля движущегося заряда непосредственно вблизи заряда словно кокон обволакивают (обнимают) «тело» самой частицы, несущей этот электрический заряд. Магнитное поле наводится в пространстве движением заряда, поэтому этот магнитный кокон непрерывно сопровождает электрический заряд на всем протяжении его равномерного и прямолинейного движения.
Причем, подчеркнем еще раз, величина магнитной индукции как в направлении движения заряда, так и в направлении противоположном, существенно меньше (магнитное поле слабее) величины магнитной индукции в направлении, перпендикулярном к направлению движения, в котором магнитное поле сильнее. Попутно отметим, что магнитное поле в точках, расположенных точно на направлении движения, то есть, на оси x, равно нулю.
Продемонстрированная разница в силе магнитного поля в указанных направлениях существенна для понимания нашего дальнейшего изложения.
II. Слабые взаимодействия. Распад мюона.
В этом разделе рассмотрим распад мюона. Нас будут интересовать некоторые подробности, имеющие, на наш взгляд, отношение к теме нашего исследования. Другие более подробные сведения по мюонам читатель сможет найти в Приложении к этой работе или в соответствующей литературе.
Распад мюонов. Мюоны рождаются в реакциях распада, которые мы здесь за ненадобностью для наших целей не приводим. Сами мюоны ввиду относительно короткого времени их жизни также распадаются на частицы. Отрицательно заряженный мюон μ- распадается на электрон, электронное антинейтрино и мюонное нейтрино. Положительно заряженный антимюон μ+, в свою очередь, чаще всего распадаются на соответствующие частицы: позитрон, мюонное антинейтрино и электронное нейтрино. В символьном выражении эти два вида распада выглядят так:
Для целей нашего исследования достаточной является первая из формул [II - 1].
Распад мюона описывается диаграммой Фейнмана, образец которой приведен на Рис. 4.
Энергия Eₑ есть полная релятивистская энергия появляющегося электрона, она может быть определена расчетом с использованием первой из формул [II - 1], а также может быть найдена в ходе экспериментов.
Ширина распада мюона при его пребывании, например, в состоянии покоя легко находится. Она соответствует экспериментально найденному значению времени жизни мюона τ ≈ 2,2 мкс. Среднее время жизни τ покоящегося мюона связано с шириной распада формулой [A-2]. Это видно из следующей справки, приведенной ниже.
Из формулы [A–2] Приложения ясно, что
Статистические распределения вылетов электрона по пространственным направлениям при распаде мюонов существуют и определяются рядом примерных формул. Их мы здесь не приводим, но заметим, что направления вылета электронов при распаде мюона определяются, в числе прочих параметров электрослабой теории, и косинусом угла θ, где θ - угол между направлением вектора спина (поляризации) мюона и направлением импульса электрона. ¹⁴
Отметим, что направление, в котором испускается электрон (полярный вектор), преимущественно совпадает с направлением, противоположным спину мюона (аксиальному вектору). Поэтому распад является примером нарушения чётности слабым взаимодействием. В Стандартной модели все заряженные лептоны распадаются из-за воздействия слабого взаимодействия и аналогичным образом нарушают чётность. ¹⁵⁻¹⁶
Нарушение пространственной четности, геометрические направления распада мюона.
Явление несохранения пространственной чётности (CP) при слабом взаимодействии можно проиллюстрировать так. Рождающиеся при слабом взаимодействии частицы (электроны, мюоны, таоны) являются преимущественно продольно-поляризованными. Это означает, что они имеют собственный момент импульса – спин j, который для данной частицы всегда в основном либо сонаправлен с импульсом исходной частицы p, либо направлен противоположно. ²⁹ (см. Рис. 5).
Если бы частицы при слабом взаимодействии соблюдали пространственную чётность (CP), то при зеркальном отражении у частицы, расположенной на рисунке 2 справа, вектор j спина был бы направлен вправо по направлению вектора импульса частицы p. Однако на самом деле у этой частицы вектор j спина направлен влево против направления вектора импульса частицы p. В этом и проявляется нарушение пространственной чётности (CP) при слабом взаимодействии.
Таким образом, у показанных частиц, участников слабого взаимодействия, векторы меняют направление по-разному. Спин относительно зеркального отражения направления не меняет, а импульс – меняет. То есть, в зеркале процесс протекает иначе. ²⁹
Частицы с правой поляризацией (с правым направлением вектора спина) часто называют еще правозакрученными частицами, а частицы с левой поляризацией (с левым направлением вектора спина) часто называют еще левозакрученными частицами (см. Рис. 6 ниже).
Таким образом, в слабых взаимодействиях частицами нарушается пространственная чётность (CP), но при этом соблюдается инвариантность относительно комбинированной инверсии (см. Рис. 7 ниже). ²⁸
«Нарушение инвариантности пространственной чётности относительно зарядового сопряжения в процессах слабого взаимодействия, а также инвариантность слабого взаимодействия относительно комбинированной инверсии иллюстрируются на распадах
Жирная стрелка — направление спина мюона e⁺ (e⁻) («кружок» со стрелкой обозначает направление «вращения», отвечающее указанному направлению спина); тонкая стрелка — направление импульса позитрона e⁺ (электрона e⁻); пунктирная стрелка — изображение вылета e⁺ (e⁻) в «зеркале» Р (при зеркальном отражении направление спина — направление «вращения» не меняется). Если бы в слабых взаимодействиях сохранялась пространственная чётность, т. е. существовала зеркальная симметрия, то вероятности вылета e⁺ (e⁻) под углами ϑ и π — ϑ к направлению спина e⁺ и e⁻ были бы одинаковыми. Если бы слабое взаимодействие было инвариантно относительно зарядового сопряжения, то распады μ⁺ и μ⁻ выглядели бы одинаково. В действительности этого не наблюдается. Инвариантность слабых взаимодействий относительно комбинированной инверсии проявляется в том, что оказываются одинаковыми вероятности вылета e⁺ под углом ϑ к спину μ⁺ (а) и вылета e⁻ под углом (π — ϑ) к спину μ⁻ (б)». ²⁸
Итак, электрон вылетает под углом (π - ϑ) к направлению спина исходного мюона. То есть, электрон вылетает в заднюю полусферу относительно направления спина мюона.
Сразу же заметим, что указанное описание нарушения инвариантности пространственной чётности относится к наиболее общему случаю, при котором учитывается наличие массы покоя у распадающейся и вновь образованных в процессе распада частиц. В этом наиболее общем случае спин частиц по-прежнему равен известным в теории значениям, их спиральность (см. ниже) по-прежнему равна ±1, но частицы не являются продольно-поляризованными (как на рис. 5), так как имеют некоторый угол ϑ или (180° - ϑ) между вектором импульса частицы и вектором ее спина.
В литературе по этому вопросу часто используется упрощенный вариант этого более общего случая, при котором принято считать частицы безмассовыми ввиду предположения, что их массы крайне малы. Тогда угол ϑ считается равным либо 0°, либо 180°, то есть вектор спина оказывается либо сонаправлен вектору импульса, либо антинаправлен ему (см. рис. 5).
В этом случае проекция спина на направление вектора импульса по величине точно равна модулю вектора спина, а по направлению эта проекция либо сонаправлена с вектором импульса, либо направлена против него. Тогда говорят, что частицы оказываются продольно-поляризованными (как это показано выше на Рис. 5 и 6), и дальнейшая теория строится на этом приближении. Но такое упрощение маскирует некоторые важные для нашего дальнейшего исследования аспекты, поэтому мы его в нашем исследовании, проведенном далее, использовать не будем.
То есть, в нашей работе мы будем придерживаться положения, при котором учитывается масса покоя вновь образованных в процессе распада частиц и потому они вылетают из распадающейся частицы (для нас это мюон) под некоторым углом ϑ (или (π - ϑ)) к направлению спина исходного мюона.
В работе ³¹ мы находим следующее:
«В слабом взаимодействии, возникающем за счет обмена W-частицами (“заряженные токи”), участвуют только “левые” фермионы и “правые” антифермионы – кварки и лептоны.
Таким образом, в условиях p >>m в слабом взаимодействии с обменом W-мезоном участвуют только фермионы с отрицательной спиральностью и антифермионы – с положительной». ³¹
Здесь р есть импульс, m – масса мюона. Фермионы – это частицы с полуцелым спином: электрон, протон, нейтрон, нейтрино, мюоны, таоны и т.п. Очевидно, что условие p >>m соответствует релятивистскому движению cо скоростью v ≈ c, причем скорость света с принимается за 1.
Тогда написанное автором ³¹ означает, что при таком движении частицы-фермионы имеют отрицательную спиральность, то есть, проекция их спина на направление их движения отрицательна, иначе, образно говоря, спин таких частиц направлен в заднюю полусферу направления движения. Фермионы-античастицы имеют положительную спиральность, и это означает, что проекция их спина на направление их движения положительна, иначе, образно говоря, спин таких частиц направлен в переднюю полусферу направления движения.
Поэтому все это означает, что в интересующей нас реакции распада отрицательного μ⎺ мюона (частицы-антифермиона!) его спин направлен в переднюю полусферу направления движения.
С учетом того, что выше было показано, что электрон вылетает под углом (π - ϑ) к направлению спина исходного мюона, то есть, электрон вылетает в заднюю полусферу относительно направления спина мюона, становится понятным, что относительно направления движения мюона электрон вылетает в заднюю полусферу этого направления.
III. Зависимость ширины распада от скорости движения частицы.
Выше в разделе II было показано, что для распадающихся в результате слабого взаимодействия частиц существует величина Г, называемая шириной распада (вероятностью распада).
Вообще говоря, ширина распада и вероятность распада не являются тождественными друг другу величинами, но они прямо пропорциональны друг другу и связаны между собой приведенной постоянной Планка ℏ (см. раздел V Приложения). Именно поэтому, когда говорят о ширине распада, часто имеют в виду, что она определяет вероятность распада, а через нее и время жизни частицы.
Величина ширины распада предопределяет среднее время жизни распадающейся частицы в соответствии с уравнением [A–2] (см. выше).
Из формулы [A–2] понятно, что время жизни τ частицы и ее ширина распада Γ обратно пропорциональны друг другу: чем больше ширина распада, тем меньше время жизни. Обратно, чем меньше ширина распада, тем больше время жизни.
Из результатов экспериментов известно, что среднее время τ₀ жизни покоящегося мюона составляет 2,1969811±0,0000022 мкс ⁴⁻⁵ (примерно 2,2 микросекунды). Здесь нижний индекс 0 показывает, что время жизни берется для мюона, находящегося в состоянии покоя (не движущегося).
Экспериментально доказано (эксперименты ³⁹ Bailey J. et al., 1977 год), что наблюдаемое лабораторное координатное время τ+ и τ - релятивистски движущихся мюонов в системе отсчета экспериментаторов, составило для положительно заряженных мюонов τ+= 64,419 μs, а для отрицательно заряженных мюонов составило τ- = 64,368 μs.
Тогда увеличение времени жизни (γ-фактор) релятивистски движущихся мюонов в сравнении с мюонами, находящимися в покое, составляет 64,4/2,2 ≈ 29,27 раз. Авторы эксперимента за счет более точных значений τ0, τ + и τ -, указывают несколько более точное значение γ-фактора, равное γ = 29,33. Примем его. Этому γ-фактору соответствует движения мюонов с относительной скоростью v/c = 0,99942c.
Итак, время жизни релятивистски движущихся мюонов во много раз больше времени жизни тех же мюонов, находящихся в покое. Но в соответствии с формулой [A–2] это означает, что во столько же раз для таких мюонов сократилась их ширина распада Г, а значит и уменьшилась вероятность распада.
Возникает вопрос, за счет чего ширина распада релятивистски движущихся мюонов уменьшается с ростом скорости их движения? Все воспринимают этот экспериментальный факт как за некую данность природы, к тому же хорошо описываемую СТО. Но все-таки, как, каким-образом рост скорости движения частицы уменьшает ее ширину распада?
Пусть ширина распада частицы, находящейся в состоянии покоя, будет Г0. Тогда время жизни такой частицы будет равно τ0 = ℏ/ Г0. Если ширина распада Гv релятивистски движущейся частицы уменьшается (чтобы время жизни росло в соответствии с уравнением [III-1]) в зависимости от скорости ее движения, то логичным будет пока чисто математически предположить, что это уменьшение ширины распада Гv происходит за счет умножения ширины распада Г0 частицы, находящейся в состоянии покоя, на релятивистский радикал, ибо именно он уменьшается с ростом скорости. Тогда в соответствии с таким предположением мы имеем право записать уравнение [III- 2]
откуда время жизни релятивистски движущейся частицы будет определяться уравнением [III - 2].
Возможен несколько другой подход без принудительного ввода извне релятивистского радикала, основанный на экспериментальных данных.
Пусть согласно определению времени жизни и ширины распада имеем уравнение [III-4]
Но при этом экспериментально точно установлено (эксперименты ³⁹ Bailey J. et al., 1977 г.), что время жизни релятивистски движущегося мюона описывается уравнением [III-5].
Тогда из первого из уравнений [III-4] с учетом последнего уравнения [III-5] следует уравнение [III-5′], откуда мы и получаем уравнение [III-5].
Здесь уже последнее уравнение получено с использованием экспериментальных данных и потому уравнение [III-6] ни у кого не может вызывать сомнений в физической адекватности его вывода.
Итак, то, что ширина распада частицы, находящейся в состоянии движения, уменьшается с ростом скорости движения этой частицы под воздействием релятивистского радикала, обеспечивая ей большую продолжительность жизни в движении, нежели в покое, является не досужим вымыслом, а имеет строгое физическое и математическое обоснование, опирающееся на эксперимент.
Остается открытым вопрос, какова может быть физика электрослабого взаимодействия, точно открывающего ворота распада релятивистски движущейся частицы именно при таком значении скорости движения частицы, когда это нужно в соответствии с уравнениями СТО, а не меньшей скорости, или не большей.
IV. Ширина распада, время жизни и гипотеза магнитного кокона.
Радиус мюона неизвестен, но учитывая, что мюон по своей сути есть просто более тяжелый электрон, а верхний предел радиуса одиночного электрона, выявленный экспериментами с ловушками Пеннинга, равен 10⁻²² метров, и то, что верхняя граница электронного радиуса, получаемая из соотношения неопределенностей с энергией равна 10⁻¹⁸ метров (см. Приложение раздел «Электроны»), то не будет большой ошибкой предполагать, что радиус мюона может находиться в интервале от 10⁻²² до10⁻¹⁸ метров.
Эффективный радиус действия слабого взаимодействия ограничен субатомными расстояниями, он меньше диаметра протона ⁶.
Слабые силы являются исключительно короткодействующими, радиус их действия дается комптоновской длиной волны носителей слабых сил. ³¹⁻³²
Слабое взаимодействие имеет очень короткий эффективный радиус действия (около 10⁻¹⁷–10⁻¹⁶ м (от 0,01 до 0,1 фемтометра)). ¹⁰⁻¹¹ Характерный радиус слабого взаимодействия 2⋅10⁻¹⁸ м, это примерно в 1000 раз меньше размера протона. На расстояниях около 10⁻¹⁸ метров (0,001 фемтометра) слабое взаимодействие по интенсивности сравнимо с электромагнитным взаимодействием, но с увеличением расстояния интенсивность начинает экспоненциально уменьшаться. При увеличении всего на полтора порядка на расстояниях около 3×10⁻¹⁷ м слабое взаимодействие становится в 10 000 раз слабее. ¹³
Из этих сведений возможно заключить следующее:
- диаметр мюона находится примерно в пределах 10⁻²² до 10⁻¹⁸ метров;
- действие слабого взаимодействия выходит за собственные геометрические пределы покоящегося мюона на расстояния до 10⁻¹⁷–10⁻¹⁶ м, но на этих расстояниях слабое взаимодействие намного слабее электромагнитного;
- интенсивность слабого взаимодействия сравнима с электромагнитным на расстояниях около 10⁻¹⁸ метров;
Магнитное поле движущегося заряда, существующее во всех точках пространства вокруг заряда, безусловно существует и на ближайших к заряду расстояниях в 10⁻¹⁸ метров. Причем на таких расстояниях магнитная индукция B очень сильна в силу того, что она обратно пропорциональна кубу расстояния r³ (см. уравнение [I - 1] в разделе I). Ну, или квадрату расстояния r², если от векторного уравнения [I - 1] перейти к его скалярному аналогу. То есть, круговые силовые линии магнитного поля с одной стороны практически вплотную примыкают к поверхности (если о ней позволительно говорить) мюона (см. Рис. 3), и, с другой стороны, индукция этих силовых линий на таких малых расстояниях чрезвычайно сильна.
И здесь, на этих расстояниях 10⁻¹⁸ метров интенсивность слабого взаимодействия сравнима с электромагнитным. На расстояниях, больших, чем 10⁻¹⁸ метров интенсивность слабого взаимодействия гораздо меньше интенсивности электромагнитного. На расстояниях, меньших 10⁻¹⁸ метров интенсивность слабого взаимодействия гораздо больше интенсивности электромагнитного.
Все это позволяет нам утверждать, что на расстояниях > 10⁻¹⁸ метров слабое взаимодействие ничего не может сделать с электромагнитным и потому силовое магнитные линии могут примыкать к поверхности мюона едва ли не вплотную.
На расстояниях, примерно равных 10⁻¹⁸ метров интенсивности слабого и электромагнитного равны. Это позволяет нам утверждать, что на этих расстояниях проникновение магнитных линий в «тело» мюона должно прекращаться и наступает динамическое равновесие. Конкретное расстояние в районе 10⁻¹⁸ метров, на котором складывается это динамическое равновесие, зависит, в числе прочего, и от величины релятивистской скорости движения мюона, так магнитная индукция магнитного поля зависит от релятивистской скорости.
На расстояниях, <10⁻¹⁸ метров интенсивность слабого взаимодействия должна просто ломать силовые магнитные линии. Здесь царство слабого взаимодействия.
Известно, что магнитные силовые линии успешно сопротивляются любым попыткам исказить их расположение в пространстве, например, попыткам как сдвинуть их по радиусу круга магнитной силовой линии ближе к источнику магнитного поля, так и отодвинуть их по тому же радиусу от него. Примером этого может служить всем известное взаимодействие разных полюсов магнитов, или взаимодействие магнитных полей двух проводников с током, текущем в одном направлении, взаимодействие, раздвигающее эти проводники друг от друга.
И эта магнитная индукция на расстояниях до 10⁻¹⁸ метров от релятивистски движущегося заряда еще и кратно увеличивается с ростом скорости движения благодаря релятивистскому фактору.
Можно сказать, что «тело» релятивистски движущегося заряда плотно укутано собственным магнитным полем в своеобразный магнитный кокон из магнитных силовых линий, который априорно, в силу своей магнитной природы, не может не препятствовать любому давлению изнутри (в направлении от мюона) на свои силовые магнитные линии.
А это давление изнутри (от мюона) на силовые линии внешнего магнитного поля, порожденного движением заряда, должно существовать, так как и мюон μ±, и временно замещающий его в процессе слабого распада векторный бозон W±, и вновь рождающиеся в «теле» мюона» из векторного бозона W±электрон или позитрон, оба имеют собственные магнитные моменты, то есть, оба они имеют собственные внутренние источники магнитного поля. Ясно, что в таком случае внутреннее магнитное поле и мюона, и векторного бозона, не может не взаимодействовать с указанным магнитным коконом, силовые магнитные линии которого на расстояниях, меньших или равных 10⁻¹⁸ м, не могут не пытаться «влезать в тело» мюона.
Поясним нашу идею на примере аналогий.
Аналогия первая. Берем шар из резины, накачиваем его водой под давлением p10 в 1 техническую атмосферу (1 ат. ≈ 10⁵ Па = 10 м водяного столба) и поместим его под воду на глубину 10 м, на которой давление внешних слоев воды p₁₀ и внутреннее давление воды p′₁₀ в шаре будут равны друг другу. Через шланг начнем повышать давление в шаре, дополнительно подавая в него еще воду, шар начнет раздуваться и при какой-то величине внутреннего давления p′₁₀˃ p₁₀ резиновая оболочка шара не выдержит и разорвется. В каком направлении в пространстве произойдет разрыв, заранее предсказать невозможно, но он будет. Очевидно, только не в направлении дна. Тот же самый опыт мы проделаем с начальным давлением воды в шаре 10 ат. и глубиной погружения 100 м, а также с начальным давлением воды в шаре 20 ат. и глубиной погружения 200 м. Во втором случае мы получим разрыв резиновой оболочки шара при p′₁₀₀˃ p₁₀₀, а в третьем случае при p′₂₀₀˃ p₂₀₀. Мы провели три однотипных эксперимента, чтобы убедиться в том, что с ростом внешнего давления (внешнего слоя воды) разрыв шара происходит при все большем давлении изнутри шара. В этот примере давление внешнего слоя воды есть аналог сдавливающего воздействия на мюон магнитного кокона. Пока что в голом виде, при допущении, что магнитное поле имеет одинаковую интенсивность во всех направлениях в пространстве.
Аналогия вторая. Берем шар из резины, но перед накачиванием в него воды обматываем его снаружи вертикальными витками прочной веревки таким образом, чтобы ближе к экватору витков было больше, и они плотнее прилегали друг к другу, а к полюсам частота витков сильно снижалась (для большей ясности см. Рис. 1 и Рис. 2). Это будет наш аналог внешнего магнитного кокона, интенсивность которого при релятивистском движении вовсе не одинакова во всех направлениях в пространстве. Далее поочередно проводим все три наших опыта. Первое, что мы обнаружим так это то, что во всех трех случаях благодаря дополнительной защите намотки давления разрывов p″₁₀, p″₁₀₀, p″₂₀₀ резиновой оболочки будут выше, чем при отсутствии указанной намотки: p″₁₀˃ p′₁₀, p″₁₀₀ ˃ p′₁₀₀, p″₂₀₀ ˃ p′₂₀₀. Второе, что мы обнаружим так это то, что во всех случаях разрывы резиновой оболочки произошли преимущественно в направлении полюсов, а не экватора.
Надеюсь, аналогии понятны. И тут мы добавим еще один аргумент. Аргумент направлений распадов мюонов. Оказывается, что при распаде отрицательного мюона μ⁻ родившийся при распаде электрон вылетает преимущественно в направлении заднего полюса относительно направления движения распадающегося мюона. А при распаде положительного антимюона μ⁺ родившийся при распаде позитрон вылетает преимущественно в направлении переднего полюса относительно направления движения распадающегося мюона. То есть, вновь рождающиеся из распадов мюонов μ± векторного бозона W±, электрон или позитрон, вылетают практически всегда в направлении полюсов. Там, где веревка (внешнее магнитное поле!) не крепче, как вы понимаете! Распадов в направлении экваториальной плоскости (там, где веревка = внешнее магнитное поле прочнее!) практически нет.
Эти аналогии вместе с аргументом направлений распадов мюонов убедительно показывают, что идея замедляющего с ростом скорости воздействия магнитного кокона на время жизни релятивистски движущегося заряда вполне уместна. И может быть ключом к пониманию того, почему с ростом скорости движения заряда продолжительность жизни вмещающей его частицы резко увеличивается.
В разделе III мы получили следующую формулу [III-6] зависимости времени жизни релятивистски движущегося заряда от скорости движения и ширины распада Г₀ частицы, имеющей место, когда частица находится в состоянии покоя
С другой стороны, в разделе II была приведена формула [II - 2] , в соответствии с которой вычисляется ширина распада мюона, находящегося в состоянии покоя.
Разделив почленно уравнение [IV - 2] на уравнение [IV - 1] в точности получаем наше уравнение [III-2], выведенное еще в III разделе несколько из других соображений.
Применяя второе из уравнений [III-4] третьего раздела, находим уравнение для времени жизни τᵥ релятивистски движущегося мюона
Рассматривая уравнения [IV - 2] и [IV - 3] мы видим в их структуре релятивистский радикал того же порядка 3/2, что и релятивистский радикал в уравнении [I - 1] раздела I, определяющего величину магнитной индукции B поля движущегося заряда. Разница только в том, что радикал уравнения [I - 1] дополнительно содержит sinθ, дающий распределение величин магнитной индукции по разным направлениям в пространстве относительно заряда. А в уравнении [IV - 3] этого распределения нет за ненадобностью.
Если учитывать, что величина магнитной индукции B магнитного поля имеет наибольшее значение при углах θ, близких к экваториальной плоскости, где sinθ близок к 1, и именно в этих направлениях распад мюонов практически исключен, то сопоставление уравнений [IV - 2] и [IV - 3] с уравнением [I - 1] представляется вполне уместным.
Это сопоставление показывает нам, что рост величины магнитной индукции B магнитного поля движущегося заряда и рост времени жизни τᵥ такого заряда до его распада вполне могут быть взаимосвязаны и связь между этими двумя величинами становится вполне очевидной, и потому уместной к рассмотрению.
Тогда вероятность распада wmv релятивистски движущегося мюона будет выражаться уравнением
Тогда время жизни релятивистски движущегося мюона будет определяться уравнением
Найдем теперь отношение, разделив почленно уравнение [IV - 6] на уравнение IV - 5]. Получим
Ясно, что это отношение измеряется в единицах Тл/сек (Тесла в секунду) и дает нам понимание того, какой величины должна быть магнитная индукция для обеспечения продолжительности жизни в 1 секунду релятивистски движущегося мюона при заданной скорости v его движения.
Закончим небольшим численным исследованием.
Итак, мы получили, что
- для того, чтобы обеспечить каждую секунду времени жизни движущегося мюона при скорости его движения 0,2с, требуется величина магнитной индукции поля, создаваемого движущимся зарядом, большая, чем 0,216 Тл;
- для того, чтобы обеспечить каждую секунду времени жизни движущегося мюона при скорости его движения 0,4с, требуется величина магнитной индукции поля, создаваемого движущимся зарядом, большая, чем 0,5927 Тл;
Таким образом, с ростом скорости движения для того, чтобы обеспечить каждую секунду времени жизни движущегося мюона, требуется все большая величина магнитной индукции поля. Которая и задается релятивистской скоростью движения мюона.
Конкретно для нашего численного примера при росте скорости движения в 2 раза требуется рост величины магнитной индукции в
Для простоты мы специально привели численный пример для относительно небольших скоростей v. Понятно, что для ультрарелятивистских скоростей, близких к скорости света, величина магнитной индукции должна изменяться (расти) значительно больше, чем будет изменяться (расти) скорость. В противном случае каждая секунда времени жизни релятивистски движущегося мюона просто не будет обеспечена, и частица распадется.
Итак, наше исследование показывает прямую и непосредственную
А это означает, что наша гипотеза магнитного кокона имеет перспективы из гипотезы перерасти в теорию.
Заключение.
В статье предложена гипотеза магнитного кокона для релятивистски движущихся частиц. В соответствии с гипотезой исследовано влияние собственного внешнего магнитного поля релятивистски движущегося электрически заряженного мюона на уменьшение ширины его распада, и, тем самым, на увеличение времени его жизни. Гипотеза магнитного кокона подтверждается найденной связью между магнитной индукцией внешнего магнитного поля и временем жизни частицы. Гипотеза магнитного кокона нуждается в более предметной проработке специалистами, владеющими математикой электрослабого взаимодействия.
Литература.
¹ "2022 CODATA Value: muon mass energy equivalent in MeV". The NIST Reference on Constants, Units, and Uncertainty, NIST, May 2024. Retrieved 18 May 2024.
² "2022 CODATA Value: muon-electron mass ratio", The NIST Reference on Constants, Units, and Uncertainty, NIST, May 2024. Retrieved 18 May 2024.
³ "Fundamental Physical Constants - Complete Listing", 2018 CODATA adjustment, 6 июля 2023.
⁴ Beringer J., et al. (Particle Data Group) (2012). "Leptons (e, mu, tau, ... neutrinos ...)", PDGLive Particle Summary, Particle Data Group. Retrieved 12 January 2013.
⁵ Patrignani C., et al. (Particle Data Group) (2016). "Review of Particle Physics", Chinese Physics C. 40 (10): 100001.
⁶ Schwinger, Julian (1 November 1957). "A theory of the fundamental interactions". Annals of Physics. 2 (5): 407–434.
⁷ Nave C.R., "Fundamental Forces - The Weak Force", Georgia State University, Archived from the original on 2 April 2023, Retrieved 12 July 2023.
⁸ Yao, W.-M.; et al. (Particle Data Group) (2006). "Review of Particle Physics: Quarks", Journal of Physics G. 33 (1): 1–1232. arXiv:astro-ph/0601168.
⁹ Watkins P., "Story of the W and Z", Cambridge, Cambridge University Press, 1986, p. 70.
¹⁰ "Coupling Constants for the Fundamental Forces", HyperPhysics. Georgia State University, Retrieved 2 March 2011.
¹¹ Christman J., "The Weak Interaction", Physnet, Michigan State University, 2001, Archived from the original on 20 July 2011.
¹² Окунь Л.Б., "Физическая энциклопедия", в 5 т., Гл. ред. Прохоров А.М., Москва; "Большая российская энциклопедия", 1994 г., Т. 4: Пойнтинга — Робертсона — Стримеры. стр. 552–556.
¹³ "Electroweak", "The Particle Adventure", Particle Data Group, Retrieved 3 March 2011.
¹⁴ R. Bayes et al. (TWIST collaboration) (2011). "Experimental Constraints on Left-Right Symmetric Models from Muon Decay". Physical Review Letters. 106 (4): 041804.
¹⁵ Kabbashi M.A., "Muon Decay Width and Lifetime in the Standard Model", Sudan University of Science and Technology, Khartoum, August 2015. Retrieved 21 May 2021.
¹⁶ Klasen M., Frekers D., Kovařík K., Scior P., Schmiemann S., "Einführung in das Standardmodell der Teilchenphysik - Sheet 10", 2017. Retrieved 21 May 2021.
¹⁷ Tanabashi M., et al. (Particle Data Group) (2018). "Review of Particle Physics", Physical Review D, 98 (3): 030001.
¹⁸ Workman R.L., et al. (Particle Data Group), "Mass and Width of the W Boson", Prog. Theor. Exp. Phys. 2022, 083C01 (2022).
¹⁹ CMS collaboration (17 September 2024), "Measurement of the W boson mass in proton-proton collisions at √s=13 TeV". CMS Document Server.
²⁰ "CMS delivers the best-precision measurement of the W boson mass at the LHC", CMS Experiment, cms. cern., Retrieved 2024-09-20.
²¹ "New results from the CMS experiment put W boson mass mystery to rest", Symmetry Magazine", www.symmetrymagazine.org , 2024-09-17? Retrieved 2024-09-20.
²² «Fundamental Physical Constants — Complete Listing», Архивная копия от 10 мая 2024 на Wayback Machine. CODATA. NIST.
²³ Dehmelt H., (1988). "A Single Atomic Particle Forever Floating at Rest in Free Space: New Value for Electron Radius", Physica Scripta, T22: 102–110.
²⁴ Gabrielse G., "Electron Substructure", Harvard University, Retrieved 21 June 2016. Archived from the original on 10 April 2019.
²⁵ Meschede D., "Optics, light and lasers: The Practical Approach to Modern Aspects of Photonics and Laser Physics", Wiley-VCH, 2004, p. 168.
²⁶ Davier M., «Lecture on Lepton Universality», 1997 Proceedings of the Summer Institute on Particle Physics: The Physics of Leptons (published as SLAC-R-528), SLAC Pubs and Reports, SLAC National Accelerator Laboratory, Stanford University, U.S. Department of Energy Office of Science,
http://www.slac.stanford.edu/pubs/confproc/ssi97/ssi97-002.html
²⁷ Ишханов Б.С., Кэбин Э.И., лекция 6 «Лептоны. Антилептоны», из курса лекций «Антиматерия», учебное пособие Физического факультета Московского государственного университета имени М. В. Ломоносова, http://nuclphys.sinp.msu.ru/antimatter/
²⁸ статья «Слабые взаимодействия», Большая советская энциклопедия, 1969 – 1978 г.г.
https://dic.academic.ru/contents.nsf/bse/ , https://gufo.me/dict/bse/Слабые_взаимодействия
²⁹ Косолапова Е.С., Коханов К.А., «Слабое взаимодействие и элементы теории электрослабого взаимодействия», урок-лекция, ВятГГУ, г. Киров, https://fiz.1sept.ru/article.php?ID=200600814
³⁰ “Coupling constant”, From Wikipedia, https://en.wikipedia.org/wiki/Coupling_constant
³¹ Юдин Н.П., «Теория стандартной модели», лекция, глава III «Физика слабого взаимодействия», Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, https://studfile.net/mgu-1/426/folder:564/#365907.
³² Широков Е.В., «Физика нейтрино», лекция, физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, https://teach-in.ru/file/synopsis/pdf/neutrino-M.pdf
³³ Platonov A., «Pseudoscientific myths around special relativity. Shortening the length», October 2024, DOI: 10.13140/RG.2.2.14576.67848.
³⁴ Platonov А., «On changes in the rate of flow of time in the special theory of relativity in connection with the phenomenon of light retardation», January 2025, DOI: 10.13140/RG.2.2.35956.46729
³⁵ Platonov A.A. «Pseudo-scientific myths of STR. Slowing down of proper time of moving objects», January 2025, DOI: 10.13140/RG.2.2.21695.83363.
³⁶ Платонов А.А., «Произвольное движение инерциальных систем отсчета и группа тригонометрических преобразований Лоренца», издательство «Страта», Санкт- Петербург, 2022 г., ISBN 978-5-907476-97-4, 210 страниц.
³⁷ Platonov A., «Arbitrary motion of inertial frames of reference and the group of trigonometric Lorentz transformations», https://www.researchgate.net/publication/374974661_trigonometry_SRT_researchgate_2, https://www.researchgate.net/publication/375025456_Arbitrary_motion_of_inertial_frames_of_reference_and_the_group_of_trigonometric_Lorentz_transformations
³⁸ Platonov A., «To the theory of the visible form of relativistic moving material objects», October 2024, DOI: 10.13140/RG.2.2.22744.10240.
³⁹ Bailey J. et al., «Measurements of relativistic time dilatation for positive and negative muons in a circular orbit», Nature, Vol. 268, 28 July 1977, p. 301 – 305.
Санкт-Петербург, Токсово, Виктория. Алексей А. Платонов.
04.01 - 18.06. 2025 г. E-mail: Lyumen.K.Flammarion@yandex.ru
Copyright © Платонов А.А. 2025 Все права защищены