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

Проблема указанного странного поведения частид была решена на основе гипотезы парного рождения частиц, подтвержденной на ускорителях. Было установлено, что при столкновениях $\pi$-мезопов и нуклонов с нуклонами гишероны всегда рождаются парами или большими группами совместно с К-мезонами или другими гиперонами. Ранее наблюдалось совместное рождение только частиц с антитастщцами. 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 пикогда не появлялся вместе с $\mathrm{K}^{-}$-мезоном или $\Sigma-$-гипероном.

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

ђто наводит па мысль, что гипероны и $\mathrm{K}$-мезопы распадаотся также за счет слабого взаимодействия. Все факты свидетельствуют, что это действительно так. В частности, относительная вероятность слабых взаимодействий в исследуемой области әнергий на 12-14 порядков мепьше вероятности сильных взаимодействий. Это и ведет к увеличению времени жизни примерно в то жө число раз.
2. Для количественного описания парного рождепия п пстолкования относительно большого врөмени жизни странных частиц Гелл-Манн (р. 1929) и независимо от пего Нишиджима (р. 1926) ввели новое квантовое число $S$, которое было названо странностью. Поведение страшны частиц можно объяснить, если предположить, что частицы $\Lambda^{0}, \Sigma^{+}, \Sigma^{-}, \Sigma^{0}, \mathrm{~K}^{-}, \overline{\mathrm{K}^{0}}$ имеют страпность -1 , частнцы $\bar{\Lambda}^{0}, \bar{\Sigma}^{+}, \bar{\Sigma}-, \bar{\Sigma}^{0}, \bar{K}^{+}, \mathrm{K}^{0}-$ страность +1 , частицы $\Xi^{-}, \Xi^{0}$ – страпшость -2 , частицы $\overline{\Xi^{-}}, \bar{\Xi}^{9}-$ страпность +2 , частица $\Omega^{-}$- страншость – 3 , а нуклоны, ппошы и $\eta^{0}$-мезоны лишеня странности. Далее, надо предположить, тто странность аддитивна, в сильных и электромагнитных взаимодействиях она сохраняется, а в слабых может меняться на $\pm 1$.

Страннье частицы рождаются в спльных взаимодеӥствиях. Так как при этом странность не мепяется, то странные тастиць могут рождаться только дарами частиц с противоположными странностями. Вот почему в реакции (109.1) появляются две частицы $\Lambda^{0}$ и $\mathrm{K}^{+}$с противоположными странностями, но не частиды $\Lambda^{0}$ и $\mathrm{K}^{-}$, имеющие странности, знаки которых совпадают. В реакции
\[
\mathrm{p}+\mathrm{p} \rightarrow \mathrm{g}^{0}+\mathrm{p}+\mathrm{K}^{0}+\mathrm{K}^{+}
\]

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

В процессах распада странных частид меняется странность продуктов распада. Это указывает на то, что эти продессы по 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 сильныи взапмодействиями.

Сильные взаимодействия не способпы вызывать распад странных частиц. Масса странных частиц (каонов, $\Lambda^{0}, \Sigma^{ \pm}, \Xi^{0}, \Xi^{-}, \Omega^{-}$. гиперонов) такова, что раснады их с сохранением страпности па более мелкие частицы невозможны; таким образом, эти распады не могут проипходить 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 случай, когда распад странных частид пропсходит за счет сильного взаимодействия. Например,
\[
\mathrm{K}_{892}^{*} \rightarrow \mathrm{K}_{494}+\pi_{8} \quad \Sigma_{1382}^{*} \rightarrow \Lambda_{1232}+\pi .
\]

Странность здесь сохраняется, поскольку распад идет за счет ситьного взаимодействпя. (Страншость резонансов $\mathrm{K}^{*}, \Sigma^{*}, \Lambda$, а также $\mathrm{K}$ равна $+1, \pi$-мезонов – 0 . Ннжний цифровой индекс означает массу соответствующеї частицы в мегаэлектронвольтах. Ширины резонансов $\mathrm{K}^{*}$ и $\Sigma^{*}$ равны соответственно 51 и $35 \mathrm{M3B}$, так что пх времена жизни составляет $10^{-23} \mathrm{c}$.)

Электромагшитшые взанмодействия пронсходят без изменения странности, но в псклютительных 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 $\Lambda^{0}$-гпперона и $\gamma$-кванта, а страпность не меняется. (Эта рсакция не может происходить ва счет спльного взаимодействия, так как $M_{\Sigma 0}<M_{\Lambda_{0}}+M_{\pi 0}$.) За исклютением подобных редких случаев распад странных частиц вывывается слабыми силами.

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

Так как барионный заряд целочисленный, аддитивен п сохрапяется, то гиперзаряд обладает теми же свойствамп, тто и страпность, и совпадает с ней для тастиц, у которых $B=0$.
3. Аналогами квантового числа $S$ являются также аддитивпые целочисленные квантовые числа: очарование (шарм) $C$ п красота (прелесть) b. Эти величины сохраняются не во всех, а только в спльных и электромагнитных взаимодействиях. Значения $C$ приводятся в таблицах в кощце книги. Об очаровании $C$ и красоте $b$ более подробно говорится в следующем параграфе.

Упомянем еще о законе сохранения четности, о котором подробпо говорилось в § 69. Четность сохрапяется во всех взапмодействиях 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. Существугот адроны, весьма близкие по своим физичесним свойствам, объединяемые в группы, называемые изотопическими мультиплетами (дуплетами, триплетами и т. д.). Они одинаковым образом участвуют в сильных взаимодействнях, имеют приблизительно равные массы, одии и те же барионный заряд, снин, одинаковые внутреннюю четность, странность и отличаются друг от друга электромагнитными характеристиками (электрический заряд, магнитиый 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. Сущеетвуют изотопические триплеты частид, например $\left(\pi^{-}, \pi^{0}\right.$, $\left.\pi^{+}\right),\left(\Sigma^{-}, \Sigma^{0}, \Sigma^{+}\right)$, а также мультиплеты (особенно среди резонансов), состоящие и пз большего числа частиц. Суцествуют и одиночные частицы, не входящие в изотопические мультиплеты; они называнотся синглетами.

Число тастиц в мультиплете по одиої из оправдавших себя гипотез можно представить формулої
\[
N=2 T+1,
\]

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

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

Все изложенное носит тисто 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 частид, из которых состоит әта система. Условились складывать векторы изоспинов частиц по тому же правилу векторного сложения, по которому складываются угловые моменты (спины) частиц. Суцественно заметить, что изоспин системы зависит пе только от торами изоспинов этих частиц. Поэтому при одном и том же составе систем они могут обладать различными изоспинами. Например, изоспин системы, состоящей из пуклопа 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 закоп сохранения изотопического спина. Этот закон заключается в том, что изотопический спин сохраняется при сильных взаимодействиях, но нарушается в электромагнитны и в других взаимодействиях.

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

На основании изотопической инвариантности удается предсказать существование, массу и заряд новых частид, если известны их изотопические «партнеры». Имепно 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 пнвариантности следует, что вероятность реакции $p+p \rightarrow d+\pi^{+}$вдвое больше вероятности реакции $n+p \rightarrow d+\pi^{0}$ (обе реакции идут за счет сильного взаимодействия). Это следует из того, что в конечном состоянии обеих реакций суммарный изоспин $T=1$ (для $\pi T=1$, для $d T=0$ ). 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 снльного взаимодействий, т. е. составляет примерно $1 \%$.
5. Заслуживает внимания следующее правило. Допустим, например, что наблюдается реакция
\[
a+b \rightarrow c+d .
\]

Здесь $a, b, c$ п $d$ изображают какие-то тастицы. 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, пункт 1). (Для слабых взаимодействиї суммарные странность, отарование, красота не сохрапяются.)

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

Вообще, если какую-либо частицу или әруппу частиц перенести из одной части равенства в другую, заменив их алтичастицами, то получится соотношение, выражающее возможную повую реакцито.

ІІи доказательстве не использовапы законы сохранепия энергии, импульса и момента импульса. Но их и не падо было учитывать, так как эти величины характеризуют не сами частицы, а состояние их движения. А эти состояния могут изменяться в широгих пределах, определяемых не законами сохранения, а начальными условиями. Апалогично, прп переносе частиц из-за вращения изоспипов в изотопическом прострапстве получатся состояния с требуемыми суммарными изоспинами.
Приведем примеры. Возьмем реакцию распада вейтропа
\[
\mathbf{n} \rightarrow \mathbf{p}+\mathrm{e}^{-}+\bar{v}_{e} .
\]

Перевесем аптинейтрино $\bar{v}_{\mathrm{t}}$ справа палево, ваменив его на вейтрино $v_{\text {e. }}$ Получим
\[
v_{0}+n \rightarrow p+e^{-} .
\]

Мы получили реакцию взаимодействия пейтрино с вейтропом с образованием протопа р и электропа $\theta^{-}$.

Возьмем, далее, процесс комптоповского рассеяния кванта па әлектропо
\[
\gamma+\mathrm{e}^{-} \rightarrow \gamma+\mathrm{e}^{-} .
\]

Здесь частица $\gamma$ совпадает со євоей аптичастицей. Перенесем еө слева направо, а влектроп с соответствующей заменой – справа налево. Возникпет процесс
\[
\mathrm{e}^{+}+\mathrm{e}^{-} \rightarrow \gamma+\gamma
\]

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

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