1. Введение

    В основе общепринятой сегодня картины структуры и динамики адронов лежит представление о существовании шести кварков, взаимодействия которых подчинены унитарной симметрии, хотя и сильно нарушенной. В то же время объем наших знаний о барионных взаимодействиях при низких энергиях по понятным причинам резко "асимметричен"'. Естественно, наиболее изучено нуклон-нуклонное (ядерное) взаимодействие. Динамика взаимодействия барионов, содержащих тяжелые (c, b, t) кварки, представляет большой интерес, но ее экспериментальное исследование чрезвычайно затруднено. Более доступны изучению взаимодействия странных барионов (гиперонов) с нуклонами и между собой. Исследование гиперонных взаимодействий является связующим звеном между традиционной для ядерной физики теорией ядерных сил и более общими представлениями барионной динамики и служит поэтому построению фундаментальной картины взаимодействия адронов.
    Однако изучение взаимодействий гиперонов с нуклонами представляет собой непростую задачу. Прежде всего, времена жизни гиперонов (табл.1) слишком малы, чтобы сформировать вторичный пучок небольшой энергии. Взаимодействия свободных гиперонов, образовавшихся в столкновениях первичного пучка (например, протонного) с ядрами мишени, с протонами или ядрами в той же мишени можно наблюдать только "поштучно", и, соответственно, такая методика ограничена весьма малой статистикой. На сегодня общее число наблюдавшихся за несколько десятилетий столкновений Λ- и Σ-гиперонов с нуклонами не превышает тысячи событий. Достоверных данных о взаимодействиях свободных Ξ- и Ω-гиперонов с нуклонами, а также гиперонов между собой, сейчас нет.

Таблица 1. Основные характеристики гиперонов

    Поэтому наилучший путь - образовать гиперон непосредственно внутри ядра и делать выводы о гиперон-нуклонном взаимодействии из характеристик полученной ядерной системы. Ядра, в состав которых, кроме нуклонов, входит гиперон (или гипероны), называются гиперядрами. Имеющаяся в настоящее время информация о гиперонных взаимодействиях получена в основном из анализа характеристик гиперядер.
    Но извлечение такой информации также является сложной задачей. Взаимодействие гиперонов с нуклонами в гиперядре отличается от свободного. Эта ситуация хорошо известна в ядерной физике: нуклон-нуклонное взаимодействие в ядерной среде (эффективное взаимодействие) отличается от взаимодействия нуклонов в вакууме. Соответствующие теоретическое методы, разработанные в ядерной физике и модифицированные с учетом специфики гиперон-ядерных систем, находят применение в физике гиперядер. Таким образом,  физика гиперядер, будучи областью физики ядра и опираясь на богатый опыт исследования "обычных" (нестранных) ядер, в то же время является ее обобщением для систем, содержащих третий кварковый аромат - странность.
   Гиперядра принято обозначать символом , где Z - символ химического элемента, характеризующий заряд гиперядра, A - полное число барионов, Y - символ соответствующего гиперона. Например, в состав гиперядра , называемого гипертритоном, входит один протон, один нейтрон и один Λ-гиперон. Гиперядро состоит из пяти протонов, шести нейтронов и Σ^--гиперона.

2. Гиперонные взаимодействия

Наиболее распространенным методом описания гиперонных взаимодействий являются, как и в случае нуклонных взаимодействий, модели мезонного обмена. В рамках этой картины сразу проявляется существенное отличие -нуклонного взаимодействия от нуклон-нуклонного. Поскольку Λ-гиперон имеет изоспин 0, однопионный обмен в системе N невозможен (рис.1), т.к. в вершине не сохраняется изоспин. Также запрещены обмены другими мезонами с изоспином 1 (например, -мезоном). Возможен обмен мезонами с изоспином 0 (рис. 2), а также обмен странными мезонами (рис. 3). Последний случай соответствует майорановскому взаимодействию (взаимодействию с обменом пространственными координатами).

Рис.1. Однопионный обмен в системе ΛN запрещен по изоспину	Рис. 2. Обмен мезонами с нулевым изоспином в системе ΛN	Рис.3. Обмен странными мезонами в системе ΛN приводит к майорановскому взаимодействию	Рис.4. Двухпионный обмен в системе ΛN

     Поскольку пион - легчайший из мезонов, запрет однопионного обмена означает, что радиус
ΛN-взаимодействия меньше, чем нуклон-нуклонного. Кроме того, возрастает роль двухпионного обмена (рис. 4) с виртуальным Σ-гипероном в промежуточном состоянии. В вершине ΛΣπ изоспин сохраняется, т.к. изоспин Λ- и Σ-гиперона равен 1. В гиперядерной системе двухпионный обмен может происходить также с участием двух нуклонов (рис. 5). Последняя диаграмма соответствует трехчастичным
ΛNN-силам.
    При взаимодействии Σ-гиперонов с нуклонами однопионный обмен разрешен. Также возможны и диаграммы типа показанных на рис. 2-5.
    Одномезонный обмен между двумя Λ-гиперонами возможен только для нестранных мезонов с изоспином 0 (аналогично рис. 2). Кроме того, возможен двухпионный обмен с двумя Σ-гиперонами в промежуточном состоянии, а также двухкаонный обмен, при котором в промежуточном состоянии возникает виртуальная пара ΞN (рис. 6).
    Диаграммы на рис. 4-6 показывают, что в Λ-гиперядре имеется небольшая примесь состояний, содержащих виртуальный Σ-гиперон, а в гиперядре, содержащем два Λ-гиперона, присутствуют также виртуальные Ξ-гипероны.

Рис. 5. Двухпионный обмен, приводящий к трехчастичному взаимодействию ΛNN	Рис. 6. Двухкаонный обмен в системе ΛΛ	Рис. 7. Майорановское взаимодействие в системе ΞN в рамках одномезонного обмена невозможно	Рис. 8. Двухкаонный обмен ΞN, приводящий к майорановскому взаимодействию

    Взаимодействие Ξ-гиперонов с нуклонами происходит посредством обмена нестранными мезонами с изоспинами как 0, так и 1. Однако майорановское взаимодействие в рамках одномезонного обмена в системе ΞN невозможно (рис.7), т.к. мезонов со странностью 2 не существует. Такое взаимодействие возможно лишь при обмене двумя странными мезонами (рис.8) и менее вероятно, чем в случае Λ- и Σ-гиперонов.
    Модели мезонного обмена дают лишь упрощенную картину барионных взаимодействий. Более последовательное описание требует учета кварковой структуры барионов. Однако в настоящее время кварковые модели еще не обеспечивают того качества описания имеющихся данных, которое достигнуто в мезон-обменных моделях, поэтому с практической точки зрения последние остаются наиболее эффективными.

3. Основные характеристики Λ-гиперядер

3.1 Энергии связи и спектры Λ-гиперядер

    Важнейшей характеристикой гиперядер является энергия связи гиперона - энергия, необходимая для того, чтобы оторвать гиперон от гиперядра (аналогичную величину для нуклонов в ядре принято называть энергией отделения). Энергию связи Λ-гиперона

(1)

можно выразить через полные энергии связи B_tot гиперядра и соответствующего ядра.
    Энергии связи гиперонов в некоторых Λ-гиперядрах (в основных состояниях) приведены в табл. 2. Двухчастичных (дейтроноподобных) Λ-гиперядер не существует. Легчайшим Λ-гиперядром является гипертритон, в котором два нуклона едва удерживают гиперон. Уже отсюда видно, что взаимодействие Λ-гиперона с нуклонами является притягивающим (иначе связанные гиперядра не существовали бы), но притяжение слабее, чем нуклон-нуклонное.

Таблица 2. Энергии связи Λ-гиперонов B_Λ в основных состояниях гиперядер

Гиперядро BΛ,МэВ 0.13+0.05 2.04+0.04 2.39+0.05 3.12+0.02 4.18+0.10 5.58+0.03 6.80+0.03

Гиперядро BΛ,МэВ 8.50+0.12 6.71+0.04 8.29+0.18 9.11+0.22 10.75+0.10 11.69+0.12 12.17+0.33

Гиперядро BΛ,МэВ 12.50+0.35 16.6+0.2 18.7+1.0 19.97+0.13 23.11+0.10 23.8+1.0 26.5+0.5

Рис. 9. Одночастичные барионные состояния в 4H и

   Из табл. 2 видно, что гиперядро существует в отличие от ядра ⁴H. Этот факт иллюстрирует важное обстоятельство, определяющее структуру и спектры гиперядер. Гиперон, находясь в окружении нетождественных частиц (нуклонов), не подвержен действию принципа Паули. Поэтому в гиперядре он может занять нижайшее 1s-состояние в отличие от третьего нейтрона в ⁴H (рис.9).
    В легких гиперядрах B_Λ быстро растет при увеличении числа нуклонов (примерно на 1 МэВ при добавлении одного нуклона). Затем рост замедляется, и значения B_Λ приближаются к асимптотическому значению

B_Λ(A)30 МэВ,

которое представляет собой глубину потенциальной ямы для Λ-гиперона в ядре. Глубина ямы для нуклона в ядре, как известно, примерно в два раза больше, что вновь указывает на то, что Λ-нуклонное притяжение слабее, чем нуклон-нуклонное.

Рис. 10. Энергии одночастичных состояний Λ-гиперонов в гиперядрах

    Известны также энергии возбужденных состояний ряда Λ-гиперядер, представляющих собой в первом приближении ядерный остов в основном состоянии и гиперон на орбитах 1p, 1d и т.д. Соответствующие значения B_Λ показаны на рис.10. Эти уровни приближенно эквидистантны и дают хорошую иллюстрацию представлений о ядерных оболочках. Интересно, что качество и наглядность этих данных выше, чем соответствующих ядерных, т.к. глубоколежащие нуклонные состояния в тяжелых ядрах наблюдать трудно.
    Обращает на себя внимание тот факт, что для характеристики одночастичных состояний Λ-гиперона достаточно указать лишь его орбитальный момент, в то время как нуклонные состояния характеризуются орбитальным и полным моментами. В отличие от нуклонов, спин-орбитальное взаимодействие Λ-гиперонов мало и трудно поддается измерению. По последним данным, спин-орбитальное расщепление одночастичных уровней Λ-гиперона по крайней мере на порядок меньше нуклонного. Однако в ряде более ранних экспериментов были получены указания на большее расщепление, которое лишь в несколько раз меньше нуклонного. Поэтому здесь необходимы дальнейшие исследования и сопоставление различных данных. Согласно модели кварков, u- и d-кварки в Λ-гипероне находятся в синглетном состоянии. Поэтому спиновое взаимодействие Λ-гиперона определяется странным кварком и дает непосредственную информацию о кварковой динамике.

Рис. 11. Основное и первое возбужденное состояние ядра 12C и гиперядра

    Наблюдались также возбужденные состояния Λ-гиперядер другой природы - когда гиперон находится в нижайшем (1s) состоянии, а возбуждено ядро-остов. Например, первое возбужденное состояние гиперядра качественно может быть представлено (рис.11) как гиперон на 1s-орбите и остов в первом возбужденном состоянии ¹²C(4.4 МэВ, 2⁺). Однако энергия возбуждения гиперядерного состояния 4.9 МэВ несколько выше, чем ядерного, что связано с гиперон-нуклонным взаимодействием и соответствующим смешиванием конфигураций. Кроме того, такое возбуждение остова формирует не одно гиперядерное состояние, а дублет уровней (см. следующий пункт).

3.2 Спины Λ-гиперядер

Рис.12. Спиновый дублет в Λ-гиперядре

   Непосредственно измерены значения спинов лишь небольшого числа -гиперядер, для некоторых других имеются косвенные указания. Все известные данные не противоречат следующим правилам. Если ядро-остов ^AZ имеет в основном состоянии спин ноль, то спин основного состояния гиперядра равен 1/2. Если же спин остова J₀ не равен нулю, то возникает дублет гиперядерных состояний с J₀ + 1/2, причем состояние с J₀ - 1/2 лежит ниже по энергии и является основным (рис.12). Например, основное состояние гиперядра (остов ³H со спином 1/2) имеет спин ноль, а возбужденное состояние со спином 1 лежит примерно на 1 МэВ выше.
    Эти правила объясняются тем, что гиперон в основном и других низколежащих состониях гиперядра имеет квантовые числа 1s_1/2. Расщепление спиновых дублетов при этом рассматривается как проявление гиперон-нуклонного спин-спинового взаимодействия. Легко видеть, что гиперон-нуклонное синглетное притяжение сильнее триплетного. Однако в настоящее время неясно, является ли правило "J₀ - 1/2 ниже, чем J₀ + 1/2" универсальным, т.к. в некоторых гиперядрах на расщепление дублетов может заметно влиять тензорное и спин-орбитальное взаимодействие, а также трехчастичные ΛNN-силы.
    Дублеты возникают также в состояниях, формируемых возбуждениями остова. Например, обсуждавшейся выше системе ¹²C(2⁺) +  соответствует дублет состояний со спинами 3/2 и 5/2.

3.3 Распады и времена жизни Λ-гиперядер

    Времена жизни Λ-гиперядер в настоящее время измерены в широкой области массовых чисел от ³H до урана, и, по-видимому, слабо зависят от A, хотя достаточно высокая точность измерений достигнута лишь для A < 60.
    Свободный Λ-гиперон почти всегда распадается на нуклон и пион за времена, характерные для слабого взаимодействия (см. табл.1). При этом выделяется энергия около 40 МэВ. Если гиперон покоился, то импульсы пиона и нуклона равны друг другу по величине, и легко получить, что кинетическая энергия нуклона составляет лишь около 5 МэВ.

Рис. 13. При мезонном распаде Λ-гиперядра энергия нуклона мала, поэтому он сильно подавлен принципом Паули

    Такой распад в Λ-гиперядрах сильно запрещен принципом Паули. Действительно, низколежащие нуклонные уровни в гиперядре заняты, и еще один низкоэнергетический нуклон просто не может образоваться (рис.13). С небольшой вероятностью пионные распады возможны за счет фермиевского движения барионов в гиперядре и высокоимпульсной компоненты волновой функции Λ-гиперона. Казалось бы, это должно приводить к значительному увеличению времен жизни Λ-гиперядер по сравнению с временем жизни τ_Λ свободного Λ-гиперона. Однако времена жизни Λ-гиперядер в действительности несколько меньше τ_Λ. Хотя ядерное окружение подавляет пионный распад гиперона, оно же обеспечивает возможность другой моды распада: безмезонного распада

Λ + NN + N.

(2)

Рис. 14.  При безмезонном распаде Λ-гиперядра энергия нуклонов велика

Выделяемая при этом энергия (около 175 МэВ) делится примерно поровну между нуклонами и столь велика, что принцип Паули не препятствует образованию таких нуклонов (рис.14). Пионные распады доминируют лишь в легчайших гиперядрах
, и , где не все нуклонные состояния даже в 1s-оболочке заняты. В конце p-оболочки пионный распад примерно на порядок менее вероятен, чем безмезонный, для более тяжелых -гиперядер вероятности пионных распадов неизвестны.
    Главный интерес к распадам Λ-гиперядер связан с возможностью изучать процесс (2), идущий по слабому взаимодействию. Он может происходить посредством обмена нестранными (рис.15) и странными (рис.16) мезонами, при этом слабым взаимодействием, не сохраняющим странность, обусловлена верхняя вершина в первом случае и нижняя - во втором. Как известно, из процессов, обусловленных слабым взаимодействием, наиболее изучены распады элементарных частиц и ядерный β-распад, о бинарных реакциях, подобных (2), известно немного. Правильное понимание этого процесса требует как знания динамики слабого взаимодействия, так и корректного описания влияния ядерной среды. В настоящее время теория слабых распадов -гиперядер встречается с значительными трудностями. Если времена жизни описываются неплохо, то теоретические предсказания соотношений выходов каналов

Λ + p n + p и Λ + nn + n

находятся в явном противоречии с экспериментом. Отметим, что экспериментальные данные указывают на сильное нарушение правила |T |= 1/2 (T - изменение суммарного изоспина адронов в слабом распаде), которое неплохо выполняется в других известных слабых процессах.

3.4 Образование и наблюдение Λ-гиперядер

    Первые надежные данные о свойствах Λ-гиперядер были получены при облучении отрицательными каонами фотоэмульсий. При взаимодействии K^--мезона, имеющего ту же странность, что и Λ-гиперон, с ядром вероятность образования гиперонов в реакциях

K^-n π^-Λ и K^-p π⁰Λ

на внутриядерных нуклонах сравнительно высока. Как правило, ядерная система при этом фрагментирует, но гиперон может войти в состав одного из осколков. Иногда в фотоэмульсии удается проследить за всей историей процесса от образования до слабого распада Λ-гиперядра. Если при этом наблюдаются и идентифицируются все продукты распада, и достаточно точно измеряются их энергии, то это позволяет найти энергию связи гиперядра. Ясно, что возможности такой методики ограничены основными состояниями. Кроме того, практически удается идентифицировать лишь легкие гиперядра. При этом точность измерения энергий связи основных состояний не уступает и часто превосходит точность других методов, развившихся позднее.
    Трудоемкая работа по сканированию большого объема эмульсий, продолжавшаяся около двух десятилетий и завершенная во второй половине 70-х годов, позволила однозначно идентифицировать несколько тысяч событий образования и распада гиперядер. Были измерены энергии связи гиперядер от до , спины нескольких гиперядер (по угловому распределению продуктов распада), и получена некоторая информация о временах жизни легчайших гиперядер и каналах распада. В настоящее время возможности этой громоздкой методики для изучения Λ-гиперядер, видимо, исчерпаны. Она продолжает применяться лишь для изучения гиперядер c S = -2 (см. разд. 4.2).
    С 70-х годов основным источником информации о спектрах Λ-гиперядер являются эксперименты с использованием электронных детекторов (детекторные эксперименты), в которых изучается, как правило, бинарная реакция типа

Измерение импульса частицы b однозначно определяет энергию гиперядра. В принципе частица a может быть любым адроном и лептоном, хотя сечения реакций (3) для различных частиц, конечно, различны. При этом сечения наиболее критичны не к вероятности рождения гиперона, а к вероятности того, что гиперон останется в составе ядра, а не вылетит из него.

Рис. 17. Импульсы гиперонов как функции импульса налетающей частицы в различных реакциях образования гиперона

    На рис.17 приведены импульсы гиперонов, образующихся в различных реакциях

a + Nb + Λ

(именно такие процессы на внутриядерных нуклонах приводят к реакциям (3)) при вылете частицы b по направлению пучка. Видно, что в большинстве случаев импульс гиперона велик и превышает фермиевский импульс нуклона (около 270 МэВ/с). Это означает, что образованный на внутриядерном нуклоне гиперон скорее всего покинет ядро. Явно выделяется с этой точки зрения реакция (K,π), в которой импульс Λ-гиперона при 530 МэВ/с обращается в ноль и остается небольшим в широкой области импульсов налетающего каона.
    Реакция ^AZ(K^-,π^-) при импульсах каона 400-800 МэВ/с характеризуется максимальными сечениями образования гиперядер среди других известных процессов. Однако из-за малой величины импульса гиперона образуются в основном гиперядерные состояния с малыми спинами. В то же время спины большинства состояний средних и тяжелых гиперядер велики. Например, в гиперядре состояния с нейтронной дыркой 1i_13/2 и гипероном 1s_1/2 имеют спины 6 и 7. Для образования таких состояний импульс должен быть больше (хотя, конечно, не слишком велик). Здесь пригодна реакция (K^-,π^-) на остановившихся каонах, когда захват каона происходит с орбиты каонного мезоатома, а также реакция (π⁺,K⁺).  Три названных процесса – (K^-,π^-) на быстрых каонах (на лету), на остановившихся каонах и (π⁺,K⁺) на лету - имеют свои достоинства и недостатки и конкурируют между собой. В настоящее время наиболее полная информация о спектрах Λ-гиперядер (в частности, рис.10) получена из реакции (π⁺,K⁺).
    Изучение слабых распадов в детекторных экспериментах требует регистрации продуктов распада на совпадение с мезоном. Другой тип экспериментов на совпадение – регистрация на совпадение с мезоном γ-кванта от девозбуждения низколежащего состояния ядра – дает наиболее точные данные об энергиях возбужденных состояний Λ-гиперядер.
    Как видно из рис. 17, кинематика реакции (π⁺,K⁺) близка к кинематике электромагнитного образования гиперонов реальными (непосредственно в реакции (γ,K⁺) или виртуальными (в реакции (e,e'K⁺), что требует регистрации на совпадение электрона и каона) -квантами. Однако сечения электрообразования малы, поэтому электрообразование требует электронных пучков большой интенсивности. Такие исследования находятся сейчас в начальной стадии.
    Электрообразование гиперядер представляет большой интерес. Во-первых, из-за сильной зависимости амплитуды элементарного процесса p (γ,K⁺) от спинов барионов в этой реакции велика вероятность переходов с переворотом спина (на мезонных пучках соответствующие состояния почти не образуются). Во-вторых, реакции (,K⁺) и (e,e'K⁺) приводят к образованию гиперядер, не рождающихся в реакциях (K^-,π^-) и (π⁺,K⁺). Например, на мишени ¹²C на мезонных пучках можно получить , а на электронном - .
    Такие же гиперядра можно получить в реакциях (K^-,π⁰) и (π^-,K⁰), но регистрация и измерение импульса нейтральных мезонов представляет большую трудность. Несмотря на это, первая из этих реакций в настоящее время изучается.
    Также большой интерес представляют реакции (K^-,π⁺) и (π^-,K⁺), которые приводят к образованию нейтроноизбыточных гиперядер. Однако их механизм более сложен и требует перезарядки мезона. Поэтому сечения этих реакций очень малы, и Λ-гиперядра в этих реакциях до настоящего времени не наблюдались. Проекты соответствующих экспериментов находятся сейчас в стадии разработки.
    Гиперядра могут образовываться также на пучках протонов, антипротонов и тяжелых ионов. Эти методики применялись для изучения слабых распадов гиперядер.