ГИПЕРОНЫ

ГИПЕРОНЫ

       

(от греч. hyper — сверх, выше), нестабильные элем. ч-цы с массой больше нуклонной и большим (по яд. масштабам) временем жизни; относятся к адронам и явл. барионами. Г. обладают особым квант. числом — странностью (S) и вместе с К-мезонами и нек-рыми резонансами образуют группу странных ч-ц. Новая хар-ка ч-ц — странность введена в 1955 амер. физиком М. Гелл-Маном и япон. физиком К. Нишиджимой для интерпретации закономерностей рождения и распада Г. и К-мезонов, в частности того факта, что при столкновении p-мезонов с нуклонами Г. всегда рождались совместно с К-мезонами (рис. 1), в поведении к-рых обнаруживаются те же особенности, что и у Г.

Известно неск. типов Г.: лямбда (L) с массой т »1116 МэВ, сигма (S-, S0, S+) с m»1190 МэВ, кси (?-, ?0) с m»1320 МэВ и омега (W-) с m»1670 МэВ; все они имеют свои античастицы, обнаруженные экспериментально. Странность Г. отрицательна (антигиперонов — положительна): у L- и S-Г. S=-1, у ?-Г. S=- 2, у W-Г. S=-3. Рождаясь в сильном вз-ствии, Г. распадаются за счёт слабого взаимодействия со ср.

.

Рис. 1. Фотография (а) и схематич. изображение (б) случая парного рождения L0-гиперона и К0-мезона на протоне в жидко-водородной пузырьковой камере под действием p--мезона: p-+р®-L0+К0. Реакция обусловлена сильным вз-ствием и разрешена законом сохранения странности (в нач. и кон. состоянии суммарная странность ч-ц S=0). На снимке видны также распады L0 и К0 под действием слабого вз-ствия: L0® р+p-, К0® p++p- ; в каждом процессе странность меняется на единицу. Пунктирные линии на рис. б изображают пути нейтр. ч-ц, не оставляющих следа в камере.

временем жизни t =10-10 с (за исключением S°, распадающегося в результате эл.-магн. вз-ствия с t =10-19 с). Осн. способы распада:

L®р+p-, n+p0; S+®р+p0,

n+p+ ; S0®L+g;

S-®p-+n; ?0®L+p0;

?-®L0+p-; W-®?0 +p-,

?-+p0, L+K-.

Распады с испусканием лептонов составляют доли % от осн. способов распада. Все распады, обусловленные слабым вз-ствием, происходят с изменением странности на единицу (в сильном и эл.-магн. вз-ствиях странность сохраняется). Рис. 2 иллюстрирует процессы сильного и слабого вз-ствия Г.

Первый Г. (L) открыт в косм. лучах (1947). Детальное изучение Г. стало возможным после того, как их получили с помощью ускорителей заряж. ч-ц. В 70-х гг. созданы пучки заряж. и нейтр. Г. с энергией 20— 100 ГэВ; такие Г. благодаря релятив. увеличению времени жизни успевают пролететь до распада расстояния до неск. м. Гиперонные пучки существенно увеличили возможность систематич. исследования вз-ствий Г. (Последние данные о временах жизни Г. (см. в табл. 1 в ст.. (см. ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ))

Сильное вз-ствие Г., как и др. адронов, обладает симметрией, наз. изотопической инвариантностью и проявляющейся в том, что ч-цы группируются в изотопич. мультиплеты. Г. образуют четыре изотопич. мультиплета: W и L — изотопич. синглеты, ?-Г.— изотопич. дублет (?-, ?0), 2-Г.—изотопич. триплет (S+ , S0, S-). Аналогичные мультиплеты образуют антигипероны. По ряду св-в Г. довольно близки к др. барионам и могут быть объединены вместе с ними в более широкие ' семейства — унитарные мультиплеты, отвечающие унитарной симметрии SU (3). С помощью этой симметрии удалось предсказать существование и св-ва W--Г.

Св-ва Г. можно объяснить в рамках совр. кварковой модели ч-ц. Согласно этой модели, Г., как и др. барионы, состоят из трёх кварков, причём в состав Г. обязательно входят s-кварки — носители странности. Странность s-кварка S=-1, так что в Г. Л и 2 входит один s-кварк, в ?-Г.— два, а W-Г. состоит из трёх s-кварков. В распадах Г., обусловленных слабым вз-ствием, s-кварк переходит в u-кварк с S=0. Поэтому слабые распады происходят с изменением S на единицу. Этот закон запрещает распад ?-Г. на нуклон и p-мезоны, т. к. при этом странность изменилась бы на два. Распад ? происходит в два этапа: ?®L+p; L ®N+p. Поэтому ?-Г. наз. каскадным. Каскадные распады претерпевают также W-Г. Другие правила отбора позволяют объяснить соотношения между вероятностями разл. каналов распада Г.

При вз-ствии быстрых ч-ц с ядрами могут возникать т. н. гиперядра, в к-рых один из нуклонов ядра замещён L-Г. (наблюдались также гиперядра с двумя L-Г.).

.

Рис. 2. Фотография (а) и схематич. изображение (б) рождения и распада антигиперона W=(W+) в пузырьковой камере, наполненной жидким дейтерием и находящейся в магн. поле. W- рождается (в точке 1) в реакции К+d®W=+L0+L0+р+p++p-. Согласно законам сохранения барионного заряда В и (в сильном вз-ствии) странности S, рождение антибариона W= (В=-1) на дейтроне (В=+2) сопровождается рождением трёх барионов: L0, L0, р (в нач. состоянии S=+1). Распады образовавшихся ч-ц происходят в результате слабого вз-ствия с изменением S на единицу. Один L0 распадается (в точке 2) на p и p-, а другой L0 выходит из камеры, не успев распасться (на рисунке не помечен; его наличие подтверждается законом сохранения энергии и импульса); W= распадается (в точке 3) на антилямбда-гиперон L=0 и К+ ; L=0 распадается (в точке 4) на p^ и p+; p^ (в точке 5) аннигилирует с протоном, образуя неск. p-мезонов.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

ГИПЕРОНЫ

(от греч. hyper - над, сверх, выше) - барионы с отличным от нуля значением странности, распадающиеся благодаря слабому (или электромагнит. ному) взаимодействию и имеющие вследствие этого времена жизни, на много порядков превышающие характерное время сильного взаимодействия (ядерное время, ~10^-23 с). Поэтому Г. условно относят к "стабильным" (точнее, к квазистабильным) частицам. Как все барионы, Г. являются адронами и имеют полуцелый спин.

Первые Г. открыты в космич. лучах Г. Д. Poчестером (Rochester) и Г. Батлером (Butler) в 1947, однако убедит. доказательства их существования были получены к 1951. Детальное и систематич. изучение Г. стало возможным после того, как их стали получать на ускорителях заряж. частиц высокой энергии при столкновениях быстрых нуклонов, я-мезонов и К-мезонов с нуклонами атомных ядер.

К Г. относятся, во-первых, частицы, входящие вместе с нуклонами в один унитарный мультиплет (октет) барионов со спином ¹/₂. Кварковое содержание этих Г. указано в скобках:

(см. Кварки). При этом L является изотопич. синглетом (см. Изотопическая инвариантность )со странностью - изотопич. триплетом с S=-1 и - изотопич. дублетом с S=-2. и ., имеющие одинаковое кварковое содержание (uds), отличаются относит. ориентацией спинов кварков и вследствие зависимости сильного взаимодействия от спинов обладают разными массами. Пара (ud)- кварков в . находится в синглетном состоянии (с обычным спином 0), а в . [так же, как пары (uu)- и(dd)- кварков в его изотопич. партнёрах и ]- в триплетном (со спином 1).

Массы Г. с разл. значениями странности больше массы нуклона из-за того, что масса странного кварка s приблизительно на 150 МэВ превышает массы и-, d- кварков (что является причиной нарушения SU(3)- симметрии между кварками разл. типов, или ароматов). В рамках нарушенной (по ароматам кварков) SU(3)-симметрии массы Г. хорошо согласуются с соотношением Окубо - Гелл-Мана:

где массы - средние по изотопич. мультиплетам. Небольшое различие в массах Г. из одного изотопич. мультиплета обусловлено тем, что масса d- кварка на неск. МэВ больше массы и -кварка.

Все Г. из рассмотренного унитарного октета распадаются с изменением странности благодаря слабому взаимодействию и имеют время жизни ~10^-10 с. Исключением является эл.-магн. распад без изменения странности, происходящий за время ~5*10^-20 с. Поскольку в слабых распадах выполняется правило для изменения странности , распады происходят в осн. на . с последующим его распадом на нуклон и пион (возможны также значительно менее вероятные -распады с переходом ). Поэтому наз. каскадными Г.

Г. являются также -частица со странностью S=-3 и временем жизни ~10^-10 с, входящая в унитарный декуплет барионов со спином ³/₂ и состоящая из трёх s-кварков. Аналогично распад происходит каскадным образом (рис.).

К Г. можно отнести и др. барионы, содержащие наряду со странными кварками тяжёлые кварки с, b и распадающиеся по слабому взаимодействию, напр. очарованный Г. (см. Очарованные частицы)(usс )с массой ок. 2500 МэВ, спином ¹/₂ и временем жизни ~5*10^-13 с.

Эл.-магн. характеристики Г. (магн. моменты) с хорошей точностью предсказываются на основе простейшей кварковой модели их строения.

У всех Г. существуют соответствующие им античастицы.

При столкновениях нестранных частиц (пионов, нуклонов) или в реакциях (из-за сохранения странности в сильном и эл.-магн. взаимодействиях) Г. рождаются совместно с K⁺-, К°-мезонами или анти-Г.,

Фотография ( а) и схематическое изображение ( б) случая рождения и распада -гиперона в жидководородной пузырьковой камере, находящейся в магнитном поле. Гиперон рождается (в точке 1 )при столкновении К ^- -мезона с протоном в реакции , к-рая обусловлена сильным взаимодействием и разрешена законом сохранения странности (в начальном и конечном состояниях S = -1). Образовавшиеся частицы распадаются под действием слабого взаимодействия: (в точке 2), (в точке 3), причём , имеющий малое время жизни, распадается практически в той же точке 3 на два -кванта, , к-рые рождают электрон-позитронные пары (точки 5, 6); (в точке 4).

имеющими положит. значения странности. При взаимодействии нейтрино с нуклонами Г. могут рождаться поодиночке в согласии с правилом для слабого взаимодействия или (С - очарование). Источником рождения Г. могут быть также распады очарованных барионов. При высоких энергиях в столкновениях нестранных адронов рождение . составляет ок. 10% выхода остальных барионов; доля рождающихся . существенно меньше (~1%). При низких энергиях Г. интенсивно рождаются в пучках К ^--, К°-мезонов (имеющих, как и Г., отрицат. странность). Эффективные сечения взаимодействия Г. с нуклонами при высоких энергиях меньше, чем для нуклон-нуклонных взаимодействий приблизительно на 6-7 мб для . и на 12-13 мб для . Качественно это объясняется тем, что входящие в состав Г. странные кварки имеют меньшее эффективное сечение взаимодействия, чем и-, d- кварки (такая же разница в сечениях взаимодействия наблюдается для рассеяния пионов и каонов на нуклонах).

Распады Г. происходят с характерным для слабого взаимодействия нарушением четности. Это проявляется, напр., в угл. асимметрии распада относительно спина . и в связанной с ней продольной поляризации нуклонов при распаде неполяризованного . Нет эксперим. указаний на то, что в распадах Г. нарушается CP- чётность: существование в распадах Г., напр. в распаде , запрещённой по СР-чётности поляризации барионов, перпендикулярной плоскости распада, в действительности может быть объяснено взаимодействием пиона и нуклона, образующихся в этом распаде. В адронных распадах Г. наблюдается значит. усиление переходов, в к-рых изменение изотопич. спина подчиняется правилу =¹/₂. Это правило, хорошо объясняющее наблюдаемые на опыте соотношения между амплитудами разл. каналов распадов Г., долгое время не удавалось теоретически обосновать. Как выяснилось, усиление переходов с =¹/₂ качественно следует из рассмотрения на основе квантовой хромодинамики обменов глюонами между кварками для процессов с =1. Все лептонные распады Г. (напр., и т. д.) хорошо описываются теорией, содержащей три параметра: Кабиббо уголи величины т. н. D- и F-связей (см. Слабое взаимодействие).

При энергиях в десятки - сотни ГэВ длина пробега Г. (обладающих временем жизни ~10^-10 с) достигает десятков - сотен см. Это используется для создания гиперонных пучков на ускорителях высокой энергии.

Барионы с отличной от нуля странностью в случаях, когда они обладают достаточно большой массой, способны распадаться по сильному взаимодействию и вследствие этого обладают ядерным временем жизни. Такие барионы наз. гиперонными резонансами [например, (1385)+p].

При взаимодействии частиц высокой энергии с ядрами могут возникать гиперядра, в к-рых один или неск. нуклонов замещены . Наблюдались гиперядра, содержащие один и два .

В принципе могли бы существовать барионы, состоящие из четырёх кварков и одного антикварка. Нек-рые из таких многокварковых состояний, а именно содержащие странный антикварк , могли бы проявляться как Г. с положит. значением странности. Экспериментально такие Г. пока не наблюдались. Не обнаружены также предсказываемые теоретически шестикварковые состояния .

Лит.: Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, M., 1981.

С. С. Герштейн.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.