8. АнтипротонИз концепции существования античастиц следует, что протон,так же как электрон, может иметь античастицу – частицу такой же массы, как и протон, но заряженную отрицательно. Однако такое утверждение не является очевидным. Дело в том, что протон имеет собственный магнитный момент μ = 2.79 ядерного магнетона, в то время как теория Дирака предсказывала для точечной частицы значение магнитного момента μ = +1, т.е. уравнение Дирака не даёт полного описания протона. Протон не является точечной частицей подобно электрону, а имеет размер ~0.8 фм. Известно, что протон является связанной системой трех цветных кварков.
Рис. 8.1. Группа физиков, участвовавших в открытии антипротона. Слева направо: Эмилио Сегре, Клайд Виганд, Эдвард Лофгрен (начальник Беватрона), Овен Чемберлен и Томас Ипсилантис. Эксперименты по поиску антипротонов начались в Беркли (США) на специально построенном для этой цели ускорителе протонов с энергией 6.3 ГэВ, что превышало порог реакции образования нуклон-антинуклонной пары в протон-протонных соударениях. Самые устойчивые антиадроны − стабильный антипротон и наиболее долгоживущий из нестабильных антиадронов − антинейтрон, были открыты в 1955-1956 гг. Антипротон должен иметь массу такую же, как и протон, но, в отличие от протона, должен иметь отрицательный электрический заряд. Поэтому для доказательства существования антипротона необходимо было обнаружить частицу с единичным отрицательным зарядом -e и массой равной массе протона. Для этого необходимо было измерить электрический заряд антипротона. Измерив импульс p антипротона и его скорость v, массу антипротона можно получить из соотношения p = mcβγ, где β = v/c, γ = (1 − v2/c2)-1/2, − скорость света. p
+ p → p + p
+ p +
Пороговая энергия этой реакции в лабораторной системе равна 5.63 ГэВ.
Рис. 8.2. Схема эксперимента по регистрации антипротонов. Антипротоны образовывались при
бомбардировке медной мишени протонами, ускоренными до энергии 6.2 ГэВ. Протон,
находящийся в ядре, имеет некоторый импульс, что приводит к уменьшению порога
реакции рождения антипротона до 4.3 МэВ на протоне, находящемся в ядре меди Cu.
Кинетическая энергия нуклонов в ядре около 25–40 МэВ. Чем больше энергия
встречного движения протона мишени, тем ниже порог рождения p
На рис. 8.3 показаны гистограммы времени
пролёта π-‑мезоном
(рис. 8.3а) антипротоном (рис. 8.3б) расстояния 12 м. На рис. 8.3в показаны
случайные совпадения в интервале времен пролёта, где расположены сигналы от
антипротонов.
На рис. 8.4 показан
спектр масс отрицательно заряженных частиц в области масс соответствующих массе
протона. В спектре масс частиц наблюдается максимум, соответствующий массе
протона и практически отсутствует фон вне протонного максимума. На основе
измеренного максимума соответствующего регистрации протонов был сделан вывод,
что масса обнаруженных частиц с точностью до 5% совпадают с массой протона. Ещё
одним критерием, подтверждающим наблюдение антипротонов, было измерение выхода
отрицательно заряженных частиц с массой равной протону в зависимости от энергии
падающего на мишень пучка ускоренных протонов. Измеренное пороговое значение
выхода реакции 4,3 МэВ соответствовало порогу рождения антипротонов на протонах
ядра-мишени из меди Cu (рис. 8.5). На основании всех контрольных измерений был
сделан вывод о том, что обнаруженные отрицательные частицы являются
антипротонами. Всего за время сеанса, который длился около 7 суток, было
зарегистрировано 60 антипротонов.
π+ → μ+ + νμ, π- →
μ- +
В веществе позитроны аннигилируют с электронами. e+ + e- → 2γ.
Таким образом, в течение нескольких микросекунд вся
энергия покоя нуклона-антинуклона превращается в энергию частиц с нулевой массой
покоя, за исключением случая аннигиляции пары антипротон-нейтрон, когда в
конечном состоянии наряду с частицами нулевой массы остается электрон.
Было обнаружено, что при прохождении антипротонов через детектирующую систему, в черенковском счетчике выделяется сигнал, амплитуда которого превышала 1 ГэВ. Более надежная идентификация образования антипротонов была получена в эксперименте Г. Гольдхабера, который зафиксировал аннигиляцию антипротона с одним из нуклонов эмульсионной камеры, состоящей из нескольких слоев фотоэмульсии (Emulsion Stacks), в которых можно было после проявления непосредственно наблюдать следы заряженных частиц, образующихся в результате аннигиляции антипротона. Для этого пучок антипротонов замедлялся с помощью медного поглотителя и останавливался в стопке фотоэмульсии Emulsion Stacks(рис. 8.8). Частица, помеченная p-, входила в стопку эмульсии и после пробега ≈12 см в эмульсии аннигилировала с образованием звезды из 8 частиц с одним из нуклонов ядер эмульсии. По ионизации создаваемой частицей p-, угловому рассеянию в материале эмульсии было независимо измерена её масса и получена величина M(p-)/M(p) = 1.013±0.034.
Результаты аннигиляции антипротона с одним из ядер фотоэмульсии показаны на рис. 8.9.
Была проанализирована энергия каждой из 8 частиц, образующихся в результате аннигиляции, и определена их природа. Так, например, частица N5, которая являлась π+‑мезоном распалась в фотоэмульсии образовав видимый след мюона μ+, π+ → μ+ + νμ, который затем распался с образованием позитрона и двух нейтрино
μ+ → e+ + νe +
Общая измеренная энергия, выделившаяся в результате
аннигиляции
Таблица 8.1
Идентификация треков аннигиляции антипротонов
1955 г. О. Чемберлен, Э. Сегре, К Виганд, Т. Ипсилантис открыли антипротон. Нобелевская премия по физике
В среднем при p Протоний При столкновении медленного антипротона с
атомом водорода происходит образование атома, состоящего из протона и
антипротона. Такой атом называется протоний. Протоний представляет собой
водородоподобный атом, отличающийся от атома водорода тем, что вместо электрона
в нем находится антипротон. В этом случае приведенная масса протония μ(p
где M(p) − масса протона.
в
≈920 раз меньше радиуса
атома водорода R(H).
Ry = 13.60569253 эВ − постоянная Ридберга. Энергия связи основного состояния атома протония n = 1 составляет –12.47 кэВ. |
Медленные антипротоны и размер ядраВ кулоновском поле ядра с
зарядом Z в связанном состоянии находятся Z электронов, однако, и
другие отрицательно заряженные частицы могут входить в состав
экзотических атомов (табл. 8.2). Таблица 8.2 Характеристики
частиц,
При взаимодействии медленных антипротонов с веществом образуются антипротонные атомы, в которых один из электронов заменен на антипротон. Сигналом об образовании антипротонного атома служит характерное излучение, образующееся при переходе антипротона с одной боровской орбиты на другую.
На рис. 8.10
показан характеристический спектр, возникающий при облучении
мишени из 176Yb
пучком медленных антипротонов и измеренный с помощью сверхчистого
германиевого детектора2.
На рис. 8.12
показаны нормализованная плотность распределения ядерной
материи ρ/ρ0
для ядра 58Ni
и рассчитанная теоретически вероятность аннигиляции антипротона Wtot
в зависимости от расстояния от центра ядра. Приведены также
рассчитанные вероятности аннигиляции для орбит с различными
значениями n
и l.
Видно, что вероятность аннигиляции имеет максимум в области примерно
на 1.5 Фм, превышающей радиус ядра, и практически не зависит от n
и l.
На этих расстояниях плотность ядерной материи составляет ~5%
плотности центральной части ядра. В результате аннигиляции
антипротона с одним из периферических нуклонов выделяется энергия
~2 ГэВ, которая распределяется между продуктами аннигиляции. В
95% случаев в конечном состоянии образуются нейтральные и заряженные
ионы. В среднем образуются ~5 пионов, имеющих изотропное угловое
распределение. Частично эти пионы взаимодействуют с тем же ядром, в
котором произошла аннигиляция, вызывая различные ядерные реакции.
Однако, т.к. точка, в которой происходит аннигиляция, находится на
периферии ядра, телесный угол, под которым из этой точки видно ядро,
достаточно мал и поэтому только небольшая часть nint
из пяти
образовавшихся пионов провзаимодействует с ядром, в котором произошла
аннигиляция. Для ядра с массой A ~ 200 nint
имеет величину 1
или меньше. Поэтому случаи nint = 0
будут наблюдаться достаточно часто. Эти случаи называются холодной
аннигиляцией. В результате таких событий будет образовываться
остаточное ядро A−1.
В зависимости от того, с каким нуклоном первоначального ядра (Zt,Nt)
провзаимодействовал антипротон – нейтроном или протоном –
образуется ядро (Zt,Nt−1)
или (Zt−1,Nt).
В экспериментах, выполненных в CERN на пучке медленных антипротонов LEAR (Low Energy Antiproton Ring), было исследовано ~20 ядер, для которых было получено отношение N/Z для ядерной периферии R + 2.5 Фм описанным выше методом3. На рис. 8.13 показана зависимость гало-фактора ƒhalo от энергии связи нейтрона в ядре Bn.
Гало-фактор
ƒhalo определяется как отношение числа аннигиляции антипротонов на нейтроне
к числу аннигиляции антипротонов на протоне, нормированное на
вероятность аннигиляции Wtot и
отношение N/Z
для исходного ядра мишени. Измерение массы антипротона
Проверка равенства
масс частицы и античастицы как одного из важнейших следствий CPT
инвариантности имеет фундаментальное значение. Изучение античастиц в
мезоатомах предоставляет для этого уникальные возможности, позволяя
использовать нетрадиционные для ядерной физики методы лазерной
спектроскопии.
Во втором случае,
после того, как антипротон перестает быть защищенным электронным
облаком, ион
Таблица 8.3.
Некоторые
характеристики возбужденных состояний
В работе [Masaki
Hori
et
al
“Two-photon
laser
spectroscopy
of
antiprotonic
helium
and
the
antiproton-to-electron
mass
ratio”,
NATURE,
475,
484 (2011)] были исследованы два изотопа антипротонного гелия
Таким образом, в
данной работе лазерный пучок индуцировал в мезоатоме двухфотонный
переход, после которого с большой вероятностью испускался
Оже-электрон, что в свою очередь приводило к аннигиляции антипротона.
Возникающий вследствие этой аннигиляции поток пионов регистрировался
черенковскими детекторами, пример сигнала с детекторов приведен на
рис. 8.14b.
Рис.
8.14. Схема лазерной спектроскопии антипротонного гелия. a)
два встречных лазерных пучка индуцирующих двухфотонный переход (n,l) →
(36,34)(34,32)
в
1 J.Jastrebski. Nuclear Physics News vol 10 N4(20) 2000 2 R. Schmidt at al. Phys Rev С58 (1998) 3195 3 P. Lubinski et al. Phys Rev c57(1998) 2962, R. Schmidt at al Phys Rev c60 (1998)05 4303
4
J. E. Russell. “Metastable states of π- 4He+,
K- 4He+,
and
|