Спиральность нейтрино была экспериментально измерена в 1958 г. группой М. Гольдхабера. В этом эксперименте, задача непосредственного определения спиральности нейтрино была сведена к определению спиральности фотона, участвовавшего наряду с нейтрино в процессе радиоактивного распада ядра .

Рис. 1. Схема распада ядра 152Eu из изомерного состояния

    Cхема анализировавшегося в эксперименте Гольдхабера радиоактивного распада показана на рис. 1. Был использован е-захват возбужденного состояния  изотопа ¹⁵²Eu   (Т_1/2 =  9.3 часа) с энергией 45 кэВ и спином-четностью J^P =  0⁻. В результате распада образуются ядра в различных возбужденных состояниях, в том числе и в состоянии 1^- с энергией возбуждения 0.961 МэВ.
    Анализируемый е-захват

(1)

является разрешенным β-переходом гамов-теллеровского типа. Поэтому орбитальные моменты участвующих лептонов (электрона и нейтрино) нулевые и нужно учитывать лишь их спины. Во второй строчке (1) записан закон сохранения момента количества движения для “участников” процесса. Видно, что спины возбужденного ядра ¹⁵²Sm() и нейтрино () антипараллельны. Поскольку продукты распада разлетаются в противоположные стороны (закон сохранения импульса), то нейтрино и получившее отдачу возбужденное ядро самария будут иметь одинаковую спиральность.
    Возбужденное ядро очень быстро (за время τ ≈ 7^.10^-14 с) переходит в основное состояние, испуская Е1 γ-квант.   Задача состояла в том, чтобы отобрать только те -кванты, которые испускаются в направлении движения возбужденного ядра самария. Так как они должны иметь такую же спиральность как это ядро, а значит и нейтрино. Действительно, фотон уносит момент количества движения 1, оставляя ядро самария в основном состоянии с нулевым спином. Закон сохранения момента количества движения требует, чтобы направления спинов ядра самария перед γ-распадом и фотона совпадали. Важно отметить, что в силу чрезвычайной малости временного интервала, за который излучаются фотоны, поляризация (спиральность) возбужденных ядер самария сохраняется, так как не успевает нарушиться окружающими атомами. Ядра самария излучают фотоны “на лету”. Таким образом, фотон имеет ту же спиральность, что и возбужденное ядро самария и, следовательно, ту же спиральность, что и нейтрино. Но как выделить нужные для такого анализа фотоны из множества других, покидающих ядро самария не в направлении его импульса, а в совершенно других?
    Отбор "нужных" фотонов проводился с помощью их резонансного рассеяния (резонансной флуоресценции) на мишени из Sm₂O₃.

(2)

В этой цепочке процессы, отмеченные стрелками , относятся к стадии резонансной флуоресценции. Фотоны испускаемые возбужденными ядрами ¹⁵²Sm(1⁻) резонансно возбуждают ядра самария мишени, которые в свою очередь испускают фотоны, которые нужно регистрировать. Таким образом регистрируются только те события, для которых выполнено условие резонансной флуоресценции.
    Ядерная резонансная флуоресценция возможна, если скомпенсировать эффект отдачи ядер, снижающий энергию испускаемых фотонов до величины достаточной для их поглощения теми же ядрами, причем отдача ядра должна быть скомпенсирована дважды – при испускании ядром фотона и затем при его поглощении.

1. Энергия, освобождающаяся при е-захвате и последующй эмиссии фотона Q_e = 1.920 МэВ, и практически поровну делится между нейтрино и фотоном (напомним, что энергия фотона 0.961 МэВ). Таким образом, для этого перехода и в той кинематике, когда нейтрино и фотон последовательно оставляют ядро, вылетая в противоположных направлениях, эффекты отдачи ядра от них оказываются почти полностью скомпенсированными.
2. Теперь посмотрим как обстоит дело с компенсацией энергии отдачи при возбуждении ядер самария в мишени. Собственная (естественная) ширина уровня 1⁻ с энергией 0.961 МэВ G  =  ћ/τ ≈ 10^-2 эВ. Энергия отдачи ядра самария при поглощении фотона с энергией Е ≈ 0.96 МэВ можно оценить с помощью формулы

   (3)

Таким образом энергия отдачи ядра существенно больше собственной ширины уровня. Однако, доплеровское уширение γ-линии 0.961 МэВ оказывается достаточно большим, чтобы для значительной части фотонов выполнялось поглощения ядрами мишени. Дело в том, что атомы (и ядра) β-источника и мишени находятся в тепловом движении. Поэтому фотоны испускаются ядрами, двигающимися с различными тепловыми скоростями и в различных направлениях. Распределение по скоростям является максвелловским. В результате γ-линия существенно уширяется и её форма становится отличной от естественной (брейт-вигнеровской). В большинстве случаев форма этой линии гауссова с шириной на половине высоты

(3)

где Е - средняя энергия фотона, k - постоянная Больцмана (8.62^.10^-11 МэВ/Кельвин), Т - абсолютная температура, М - масса ядра. Это означает, что высокоэнергичный участок доплеровски уширенной γ-линии обеспечивает возможность резонансного поглощения ядрами мишени значительного числа фотонов, вылетающих из β-источника ¹⁵²Eu в сторону противоположную вылету нейтрино и, следовательно, идентификацию этих фотонов. В этом процессе способны участвовать только нужные для идентификации спиральности нейтрино фотоны, испускаемые возбужденными ядрами самария, движущиеся в направлении противоположном испущенным нейтрино.

Рис. 2. Экспериментальная установка для определения спиральности нейтрино. 1 - источник 152Eu; 2 - анализирующий круговую поляризацию магнит; 3 - рассеиватель Sm2O3 весом 1850 г; 4 - железная и свинцовая защита; 5 - магнитная защита фотоумножителя; 5 - NaJ(Tl)-сцинтилляционный счетчик рассеянных фотонов

    Перейдем к описанию экспериментальной установки (рис. 2). β- Источник ¹⁵²Eu помещался внутри магнита (намагниченное железо), служащего для определения круговой поляризации фотонов. Детектор фотонов (сцинтилляционный счетчик NaJ(Tl)) могли достигать лишь те фотоны, которые, во-первых, проходили через магнит и, во-вторых, испытали резонансное рассеяние (флуоресценцию) в кольцевом рассеивателе из Sm₂O₃, окружавшем детектор. Прямое направление от источника ¹⁵²Eu на детектор перекрывалось свинцовым фильтром, исключавшим попадание на детектор фотонов без предварительного их резонансного рассеяния мишенью. Часть фотонов, достигших детектора, испытывала комптоновское рассеяние в материале магнита (Fe). Два из 26 электронов атома железа, находящихся на внешней 4d-оболочке, поляризуются при намагничивании. Сечение комптоновского рассеяния больше, если электроны и фотоны имеют противоположную поляризацию. Таким образом, измеряя скорость счета детектора фотонов при разных ориентациях магнитного поля, можно определить знак круговой поляризации фотонов, а значит и спиральность нейтрино. В данном эксперименте для спиральности нейтрино было получено значение

h = -1.0+0.3,

означавшее, что спин нейтрино и его импульс направлены в противоположные стороны.

07.11.16