1. Было замечено, что гипероны интенсивно рождаются при столкновениях адронов высоких энергий. Это указывает на то, что их рождение связано с сильными взаимодействиями. Поэтому казалось бы, что время жизни гиперонов должно быть порядка $10^{-23} \mathrm{c}$, что характерно для процессов, связанных с сильными взаимодействиями. Это время жизни примерно в $10^{13}$ раз меньше найденного экспериментально для гиперонов. Это казалось странным.

Проблема указанного странного поведения частиц была решена на основе гипотезы парного рождения частиц, подтвержденной на ускорителях. Было установлено, что при столкновениях $\pi$-мезонов и нуклонов с нуклонами гипероны всегда рождаются парами, или болъшими группами совместно с К-мезонами или другими гиперонами. Ранее наблюдалось совместное рождение только частиц с античастицами. Здесь же парами рождались совсем другие частицы. Например, при столкновении протонов наблюдалась реакция
\[
\mathrm{p}+\mathrm{p} \rightarrow \mathrm{p}+\Lambda^{0}+\mathrm{K}^{+},
\]

причем $\Lambda^{0}$-гиперон появлялся только совместно с $\mathrm{K}^{+}$-мезоном или $\Sigma^{+}$-гипероном, но никогда не появлялся вместе с $\mathrm{K}^{-}$-мезоном или $\Sigma^{-}$-гипероном.

Гипероны и К-мезоны были названы странными частицами. Для К-мезонов также характерны относительно большие времена жизни (и даже на 1-2 порядка бо́льшие, чем у гиперонов). Это время, как и для гиперонов, того же порядка, что и у заряженных пионов. Но последние распадаются в результате слабого взаимодействия главным образом по схеме
\[
\pi^{+} \rightarrow \mu^{+}+
u_{\mu}, \quad \pi^{-} \rightarrow \mu^{-}+\bar{
u}_{\mu}
\]

Это наводит на мысль, что гипероны и К-мезоны распадаются также за счет слабого взаимодействия. Все факты свидетельствуют, что это действительно так. В частности, относительная вероятность слабых взаимодействий в исследуемой области энергий на 12-14 порядков меньше вероятности сильных взаимодействий. Это и ведет к увеличению времени жизни примерно в то же число раз.
2. Для количественного описания парного рождения и истолкования относительно большого времени жизни странных частиц ГеллМанн (р. 1929) и независимо от него Нишиджима (p. 1926) ввели новое квантовое число $S$, которое было названо странностъю. Поведение странных частиц можно объяснить, если предположить, что частицы $\Lambda^{0}, \Sigma^{+}, \Sigma^{-}, \Sigma^{0}, \mathrm{~K}^{-}, \overline{\mathrm{K}}^{0}$ имеют странность -1 , частицы $\bar{\Lambda}^{0}, \bar{\Sigma}^{+}, \bar{\Sigma}^{-}$, $\bar{\Sigma}^{0}, \overline{\mathrm{K}}^{+}, \mathrm{K}^{0}$ – странность +1 , частицы $\Xi^{-}, \Xi^{0}$ – странность -2 , частицы $\bar{\Xi}^{-}, \bar{\Xi}^{0}-$ странность +2 , частица $\Omega^{-}-$странность -3 , а нуклоны, пионы и $\eta^{0}$-мезоны лишены странности. Далее, надо предположить, что странность аддитивна, в сильных и электромагнитных взаимодействиях она сохраняется, а в слабых может меняться на $\pm 1$.

Странные частицы рождаются в сильных взаимодействиях. Так как при этом странность не меняется, то странные частицы могут рождаться только парами частиц с противоположными странностями. Вот почему в реакции (109.1) появляются две частицы $\Lambda^{0}$ и $\mathrm{K}^{+}$ с противоположными странностями, но не частицы $\Lambda^{0}$ и $\mathrm{K}^{-}$, имеющие странности, знаки которых совпадают. В реакции
\[
\mathrm{p}+\mathrm{p} \rightarrow \Xi^{0}+\mathrm{p}+\mathrm{K}^{0}+\mathrm{K}^{+}
\]

одновременно вместе с частицей $\Xi^{0}$, странность которой равна -2 , появляются два странных мезона $\mathrm{K}^{0}$ и $\mathrm{K}^{+}$, суммарная странность которых равна $+1+1=2$.

В процессах распада странных частиц меняется странность продуктов распада. Это указывает на то, что эти процессы не вызываются сильными и электромагнитными взаимодействиями. В противном случае странность не менялась бы. Значит, за распад странных частиц ответственны слабые силы. Вот почему скорость распада уменьшается в $10^{12}-10^{14}$ раз по сравнению со скоростями распадов, вызываемых сильными взаимодействиями.

Сильные взаимодействия не способны вызывать распад странных частиц. Масса странных частиц (каонов, $\Lambda^{0}, \Sigma^{ \pm}, \Xi^{0}, \Xi^{-}, \Omega^{-}$-гиперонов) такова, что распады их с сохранением странности на более мелкие частицы невозможны; таким образом, эти распады не могут происходить благодаря сильному взаимодействию, в котором странность сохраняется. Например, если бы было $M_{\Sigma^{+}}>M_{\mathrm{n}}+M_{\pi^{+}}$, то мог бы происходить распад $\Sigma^{+} \rightarrow \mathrm{n}+\pi^{+}$. Но на самом деле $M_{\Sigma^{+}}<M_{\mathrm{n}}+$ $+M_{\pi^{+}}$, так что рассматриваемый распад невозможен.

Есть случаи, когда распад странных частиц происходит за счет сильного взаимодействия. Например,
\[
\mathrm{K}_{892}^{*} \rightarrow \mathrm{K}_{494}+\pi, \quad \Sigma_{1382}^{*} \rightarrow \Lambda_{1232}+\pi .
\]

Странность здесь сохраняется, поскольку распад идет за счет сильного взаимодействия. (Странность резонансов $\mathrm{K}^{*}, \Sigma^{*}, \Lambda$, а также К равна $+1, \pi$-мезонов – 0 . Нижний цифровой индекс означает массу соответствующей частицы в мегаэлектронвольтах. Ширины резонансов К* и $\Sigma^{*}$ равны соответственно 51 и 35 МэВ, так что их времена жизни порядка $10^{-23}$ с.)

Электромагнитные взаимодействия происходят без изменения странности, но в исключительных случаях могут вызвать распад странных частиц. Примером может служить распад $\Sigma^{0} \rightarrow \Lambda^{0}+\gamma$, происходящий под действием электромагнитных сил. Здесь энергии $\Sigma^{0}$ достаточно для рождения $\Lambda^{0}$-гиперона и $\gamma$-кванта, а странность не меняется. (Эта реакция не может происходить за счет сильного взаимодействия, так как $M_{\Sigma^{0}}<M_{\Lambda^{0}}+M_{\pi^{0}}$.) За исключением подобных редких случаев распад странных частиц вызывается слабыми силами.

Вместо странности $S$ часто используют гиперзаряд $\mathrm{Y}$, определяемый соотношением
\[
\mathrm{Y}=B+S .
\]

Так как барионный заряд целочисленный, аддитивен и сохраняется, то гиперзаряд обладает теми же свойствами, что и странность, и совпадает с ней для частиц, у которых $B=0$.
3. Аналогами квантового числа $S$ являются также аддитивные целочисленные квантовые числа: очарование (шарм) $C$ и красота (прелесть) $b$. Эти величины сохраняются не во всех, а только в сильных и электромагнитных взаимодействиях. Значения $C$ приводятся в таблицах в конце книги. Об очаровании $C$ и красоте $b$ более подробно говорится в следующем параграфе.

Упомянем еще о законе сохранения четности, о котором подробно говорилось в § 69. Четность сохраняется во всех взаимодействиях за исключением слабого, в котором она нарушается. Заметим еще, что состояние со спином $J$ и четностью $P$ изображается символом $J^{P}$ (например, $1^{+}$или $1 / 2^{-}$).
4. Существуют адроны, весьма близкие по своим физическим свойствам, объединяемые в группы, называемые изотопическими мультиплетами (дуплетами, триплетами и т. д.). Они одинаковым образом участвуют в сильных взаимодействиях, имеют приблизительно равные массы, одни и те же барионный заряд, спин, одинаковые внутреннюю четность, странность и отличаются друг от друга электромагнитными характеристиками (электрический заряд, магнитный момент). Если бы не было электромагнитных и слабых взаимодействий, то все свойства таких частиц были бы одинаковыми. Так, объединяются в изотопический дуплет протон и нейтрон. Эти две частицы рассматриваются как различные квантовые состояния одной и той же частицы – нуклона. Существуют изотопические триплеты частиц, например $\left(\pi^{-}, \pi^{0}, \pi^{+}\right),\left(\Sigma^{-}, \Sigma^{0}, \Sigma^{+}\right)$, а также мультиплеты (особенно среди резонансов), состоящие из большего числа частиц. Существуют и одиночные частицы, не входящие в изотопические мультиплеты; они называются синдлетами.

Число частиц в мультиплете по одной из оправдавших себя гипотез можно представить формулой
\[
N=2 T+1,
\]

где $T$ принимает одно из значений $T=0,1 / 2,1,3 / 2$. Эта формула аналогична формуле, определяющей число возможных проекций углового момента (спина) на избранное направление. Чтобы провести эту формальную аналогию дальше, вводят некоторое абстрактное изотропное пространство (не имеющее ничего общего с обычным пространством), которое называется изотопическим пространством (правильнее его надо было бы назвать изобарическим пространством, но по случайным причинам этот термин не привился). В этом пространстве каждому адрону соответствует некоторое направление и на нем откладывается вектор длины T. Длина этого вектора называется изотопическим спином или, короче, изоспином соответствующего адрона. В изотопическом пространстве можно произвольно выбрать некоторую ось и назвать ее изотопической осъю. Проецированием вектора $\mathbf{T}$ на эту ось получают систему точек, отстоящих одна от другой на расстояние 1 . Каждой такой проекции соответствует частица мультиплета. Проекцию вектора $\mathbf{T}$ на изотопическую ось мы будем обозначать через $T_{3}$. При заданном изоспине $T$ проекция $T_{3}$ может принимать следующие значения:
\[
T_{3}=-T,-(T-1), \ldots,+(T-1),+T .
\]

Так, нуклон (протон и нейтрон) имеет изоспин $T=1 / 2$; протону условились приписывать проекцию $T_{3}=+1 / 2$, а нейтрону $-T_{3}=$ $=-1 / 2$. Трем $\pi$-мезонам соответствует изоспин $T=1(3=2 \cdot 1+1)$, и т. д.

Все изложенное носит чисто формальный характер. Реальной физической величиной пока что является только число частиц $N$ в изотопическом мультиплете, и совсем не обязательно представлять это число формулой (109.5). Однако можно указать и утверждения физического характера, которые нагляднее всего формулируются с использованием понятия изотопического спина. Для этого надо путем определения ввести правило, по которому находится изоспин системы адронов по изоспинам частиц, из которых состоит эта система. Условились складывать векторы изоспинов частиц по тому же правилу векторного сложения, по которому складываются угловые моменты (спины) частиц. Существенно заметить, что изоспин системы зависит не только от изоспинов всех составляющих частиц, но и от углов между векторами изоспинов этих частиц. Поэтому при одном и том же составе систем они могут обладать различными изоспинами. Например, изоспин системы, состоящей из нуклона и пиона, может быть либо $1 / 2$ (когда изоспины этих частиц направлены противоположно), либо $3 / 2$ (когда они направлены одинаково).

Физическое утверждение, о котором упоминалось выше, – это закон сохранения изотопического спина. Этот закон заключается в том, что изотопический спин сохраняется при сильных взаимодействиях, но нарушается в электромагнитных и в других взаимодействиях.

Сильное взаимодействие для всех частиц, входящих в один и тот же изотопический мультиплет, одинаково, т. е. не зависит от электрических зарядов частиц. В этом проявляется так называемая изотопическая инвариантность элементарных частиц, присущая сильному взаимодействию. Частным случаем ее является зарядовая независимость ядерных сил. Формально математически изотопическая инвариантность может быть интерпретирована как независимость сильного взаимодействия от вращения в изотопическом пространстве.

На основании изотопической инвариантности удается предсказать существование, массу и заряд новых частиц, если известны их изотопические «партнеры». Именно так было предсказано существование и свойства $\pi^{0}, \Sigma^{0}, \Xi^{0}$ по известным $\pi^{ \pm}, \Sigma^{ \pm}$и $\Xi^{-}$.

Приведем другой пример. Из изотопической инвариантности следует, что вероятность реакции $\mathrm{p}+\mathrm{p} \rightarrow \mathrm{d}+\pi^{+}$вдвое больше вероятности реакции $\mathrm{n}+\mathrm{p} \rightarrow \mathrm{d}+\pi^{0}$ (обе реакции идут за счет сильного взаимодействия). Это следует из того, что в конечном состоянии обеих реакций суммарный изоспин $T=1$ ( $T=1$ для $\pi$ и $T=0$ для $\mathrm{d})$. В начальном состоянии первой реакции всегда $T=1$ (так как $T_{3}=1 / 2+1 / 2=1$ ), а для второй реакции суммарный изоспин может быть 1 или 0 (так как $T_{3}=1 / 2-1 / 2=0$ ). Поэтому по закону сохранения изотопического спина первая реакция может идти при любых начальных состояниях, тогда как вторая – только для половины начальных состояний.

Поскольку изотопическая инвариантность имеет место только для сильных и нарушается для электромагнитных взаимодействий, точность предсказаний на ее основе по порядку величины равна отношению сил электромагнитного и сильного взаимодействий, т. е. составляет примерно $1 \%$.
5. Заслуживает внимания следующее правило. Допустим, например, что наблюдается реакция
\[
a+b \rightarrow c+d .
\]

Здесь $a, b, c$ и $d$ изображают какие-то частицы. Если такая реакция идет, то должны выполняться все законы сохранения, соответствующие вызывающему ее взаимодействию. Обратно, если все законы сохранения выполняются, то реакция (109.6) должна обязательно идти (см. § 107, п. 1). (Для слабых взаимодействий суммарные странность, очарование, красота не сохраняются.)

Рассмотрим в качестве примера барионный заряд $B$, которым обладает, скажем, частица $b$. Если эту частицу перенести из левой части в правую, то барионный заряд слева уменьшится, а справа увеличится на $B$. Но если при таком переносе частицу $b$ одновременно заменить античастицей $\bar{b}$, то барионный заряд и справа уменьшится на $B$. Равенство барионных зарядов восстановится. То же относится и к другим зарядам. Законы сохранения допускают возможность реакции
\[
a \rightarrow c+d+\bar{b}
\]

Вообще, если какую-либо частицу или группу частиц перенести из одной части равенства в другую, заменив их античастицами, то получится соотношение, выражающее возможную новую реакцию.

При доказательстве не использованы законы сохранения энергии, импульса и момента импульса. Но их и не надо было учитывать, так как эти величины характеризуют не сами частицы, а состояние их движения. А эти состояния могут изменяться в широких пределах, определяемых не законами сохранения, а начальными условиями. Аналогично, при переносе частиц из-за вращения изоспинов в изотопическом пространстве получатся состояния с требуемыми суммарными изоспинами.
Приведем примеры. Возьмем реакцию распада нейтрона
\[
\mathrm{n} \rightarrow \mathrm{p}+\mathrm{e}^{-}+\bar{
u}_{\mathrm{e}} .
\]

Перенесем антинейтрино $\bar{
u}_{\mathrm{e}}$ справа налево, заменив его на нейтрино $
u_{e}$. Получим
\[

u_{\mathrm{e}}+\mathrm{n} \rightarrow \mathrm{p}+\mathrm{e}^{-} .
\]

Мы получили реакцию взаимодействия нейтрино с нейтроном с образованием протона р и электрона $\mathrm{e}^{-}$.

Возьмем, далее, процесс комптоновского рассеяния кванта на электроне
\[
\gamma+\mathrm{e}^{-} \rightarrow \gamma+\mathrm{e}^{-} .
\]

Здесь частица $\gamma$ совпадает со своей античастицей. Перенесем ее слева направо, а электрон с соответствующей заменой – справа налево. Возникнет процесс
\[
\mathrm{e}^{+}+\mathrm{e}^{-} \rightarrow \gamma+\gamma,
\]

выражающий аннигиляцию пары $\mathrm{e}^{+} \mathrm{e}^{-}$с испусканием двух $\gamma$-квантов.
Более интересен следующий пример. Процесс распада
\[
\Sigma^{0} \rightarrow \mathrm{p}+\mathrm{e}^{-}+\bar{
u}_{\mathrm{e}}
\]

в принципе возможен, но его не наблюдают, так как идет распад $\Sigma^{0} \rightarrow$ $\rightarrow \Lambda^{0}+\gamma$, который на $12-13$ порядков более вероятен. Однако взаимодействие, приводящее к этому процессу, можно изучать в нейтринных опытах:
\[
\bar{
u}_{\mathrm{e}}+\mathrm{p} \rightarrow \Sigma^{0}+\mathrm{e}^{+}, \quad \bar{
u}_{\mu}+\mathrm{p} \rightarrow \Sigma^{0}+\mu^{+} .
\]