4. Σ-гиперядра и гиперядра с большой странностью

    Выше мы видели, что способ распада Λ-гиперона в ядре изменяется по сравнению со свободным, но время жизни остается почти таким же. Для более тяжелых гиперонов ядерное окружение кардинально меняет их время жизни, т.к. становятся возможны процессы, определяющиеся сильным взаимодействием. Например, Σ-гиперон в ядре исчезает в процессе так называемой конверсии (рис.18)

За счет большого энерговыделения этот процесс происходит за характерные времена 10^-23-10^-24 с. Процесс конверсии для Ξ-гиперона имеет вид (рис. 19)

Поэтому Σ- и Ξ-гипероны могут образовывать в ядрах только короткоживущие резонансные состояния.
    До настоящего времени Ω-гиперядра не наблюдались. Можно ожидать, что их времена жизни вследствие огромного энерговыделения при конверсии (рис. 20)

очень малы

Рис.18. Конверсия Σ-гиперона на нуклоне	Рис. 19. Конверсия Ξ-гиперона на нуклоне	Рис. 20. Конверсия Ω-гиперона на нуклоне

4.1 Σ-гиперядра

    Σ-гиперядра могут быть образованы в тех же реакциях, что и Λ-гиперядра. Как видно из рис. 17, кинематика образования Σ-гиперонов близка к кинематике образования Λ-гиперонов. Однако важное отличие состоит в том, что Σ-гиперон имеет изоспин 1 и, соответственно, три различных зарядовых состояния. Поэтому наряду с реакциями (K^-,π^-) и (π⁺,K⁺) с образованием Σ⁺-гиперонов (на протонах) и Σ⁰-гиперонов (на нейтронах) надо рассматривать также реакции (K^-,π⁺) и (π^-,K⁺) с образованием на внутриядерных протонах Σ^--гиперонов.
    До сих пор установлено образование лишь одного Σ-гиперядра: в реакциях ⁴He(K^-,π^-) как на остановившихся каонах, так и на лету. Интересно, что такая система не имеет фиксированного барионного состава, а является суперпозицией состояний ³He + Σ⁰ и ³H + Σ⁺ с почти равными весами. Энергия связи Σ⁺-гиперона в этом гиперядре B_Σ = 4 МэВ, а ширина составляет 7 МэВ. Поскольку эта ширина определяется конверсией (4) всего лишь на трех нуклонах, можно предположить, что в более тяжелых гиперядрах ширины будут значительно больше, что делает их практически ненаблюдаемыми. Это подтверждается экспериментальным исследованием реакций ⁶Li(K^-,π^-) и ⁹Be(K^-,π^-), в которых спектры пионов в области, соответствующей связанным Σ-гиперядрам, не обнаруживают пиков, позволяющих выделить определенные Σ-ядерные состояния. С другой стороны, возможно существование сравнительно узких Σ-гиперядерных состояний даже в тяжелых ядрах в том случае, если малы, и, соответственно, пространственное распределение имеет существенно периферический характер и слабо перекрывается с распределением нуклонов.
    Если в реакции (K^-,π^-) на мишенях p-оболочки в области связанных состояний Σ-гиперядер обнаружено плавное распределение по энергии, по-видимому, возникающее от широких и мгновенно конвертирующих состояний Σ-гиперона, то в реакции (K^-,π⁺) на тех же мишенях (⁴He, ⁶Li, ⁹Be) события, соответствующие связанным состояниям Σ^--гиперона, вообще отсутствуют. Это показывает, что потенциал Σ-ядерного взаимодействия сильно зависит от изоспина. Такой потенциал записывается в виде

где - изоспин ядра, - изоспин Σ-гиперона. Во втором слагаемом (известном как лейновский потенциал в физике нуклон-ядерного взаимодействия, где его роль не так велика) V₂ положительно. Поэтому в системе, например, Σ⁺ + ³H (изоспины направлены в противоположные стороны, скалярное произведение отрицательно) второе слагаемое отрицательно, и возникает притяжение. В системе же Σ^- + ³H изоспины направлены в одну сторону, и второе слагаемое приводит к отталкиванию (рис. 21).

Рис. 21. В гиперядре в состоянии Σ+ + 3H изоспины направлены в противоположные стороны, и их скалярное произведение отрицательно. В состоянии Σ0 + 3He скалярное произведение равно нулю. В гиперядре изоспины направлены в одну сторону, и их скалярное произведение положительно

    Результаты экспериментов (K^-,π^-) согласуются также с данными о Σ^--атомах. В отличие от гиперядерных состояний, в атомных состояниях адрон-ядерных систем главную роль играет кулоновское, а не сильное, взаимодействие. Радиусы атомных состояний значительно превышают радиус ядра. Их энергии приближенно описываются боровской формулой для водородоподобного атома, однако имеются небольшие сдвиги энергетических уровней, обусловленные сильным взаимодействием. Эти сдвиги и являются источником информации об адрон-ядерном потенциале. Сдвиги уровней Σ^--атомов, измеренные сейчас в диапазоне от легких ядер до свинца, наилучшим образом описываются, если предположить, что потенциал имеет сильное отталкивание в центре и слабое (недостаточное для образования связанного ядерного состояния) притяжение на периферии. Однако, поскольку радиусы орбит гиперонов в Σ^--атомах существенно превышают радиус ядра, чувствительность данных к потенциалу во внутренней области невелика.
    Различие между ядерными и атомными состояниями до некоторой степени условно. Существуют, например, состояния, которые являются связанными только за счет совместного действия ядерного и кулоновского потенциалов и исчезают при "выключении" любого из них.
    В целом данных о Σ-ядерном взаимодействии сейчас недостаточно даже, например, для надежного ответа на вопрос, в каких ядрах суммарный потенциал (7) является притягивающим, а в каких - отталкивающим. Здесь требуется как существенное увеличение объема экспериментальных данных, так и развитие теоретических методов, позволяющих извлечь информацию о Σ-ядерном взаимодействии при отсутствии долгоживущих Σ-гиперядерных состояний.
    Понимание взаимодействия Σ-гиперонов с нуклонами существенно для изучения структуры нейтронных звезд. Известно, что во внутренних областях нейтронных звезд при больших плотностях (в несколько раз превышающих плотность в центре тяжелых ядер) становится энергетически выгодным превращение нейтронов в гипероны. При увеличении плотности нейтронной материи фермиевская энергия нейтронов быстро растет. Это определяется, во-первых, увеличением кинетической энергии вследствие соотношения неопределенностей, во-вторых, возникновением сильного отталкивания при сближении нейтронов. В результате при больших плотностях фермиевская энергия нейтронов может превысить разности масс гиперонов и нуклонов. Тогда начинается процесс превращения нейтронов в гипероны (например,
n + n Σ^- + p или n + nΛ +n), происходящий при помощи слабого взаимодействия. В большинстве расчетов предсказывается, что Σ^--гипероны возникают раньше (при меньших плотностях или дальше от центра звезды), чем даже Λ-гипероны, несмотря на то, что Σ-гипероны тяжелее. Однако надежность этого вывода зависит от того, не существует ли между Σ^--гиперонами и нуклонами достаточно сильное отталкивание (в такой системе лейновский потенциал в (7) велик).
    Во избежание недоразумений отметим, что в 80-е годы в нескольких работах сообщалось об обнаружении узких состояний Σ-гиперядер p-оболочки. Эти результаты были опровергнуты последующими измерениями с лучшей статистикой и не должны сейчас приниматься во внимание.

4.2 Гиперядра со странностью -2

4.2.1 Ξ-гиперядра

    Ξ-гипероны в ядрах, как и Σ-гипероны, испытывают конверсию и могут существовать лишь в течение времени, характерного для сильного взаимодействия. Но, поскольку энергия, выделяющаяся при конверсии (5), значительно меньше, чем для Σ-гиперонов (4), состояния Ξ-гиперонов могут быть достаточно узкими и хорошо наблюдаемыми. Теоретические работы дают типичные значения ширин от 1 до нескольких МэВ.
    Однако наблюдать Ξ-гиперядра весьма трудно. До настоящего времени в эмульсионных экспериментах было обнаружено лишь около десятка событий, идентифицированных как Ξ-гиперядра или Ξ^--атомы. Во всех случаях идентификация наблюдавшейся системы не была вполне однозначной. В недавно выполненном детекторном эксперименте по изучению реакции ¹²C(K^-,K⁺) точность измерения импульса K⁺-мезона была не достаточной для того, чтобы выделить определенные состояния гиперядра . Совокупность имеющихся данных позволяет предположить, что взаимодействие Ξ-гиперона с ядром (во всяком случае, с легким) носит характер притяжения, причем глубина потенциальной ямы составляет 15-20 МэВ, т.е.  существенно меньше, чем для Λ-гиперона. Если для нуклонов и Λ-гиперонов глубина потенциальной ямы слабо зависит от числа нуклонов A, то для Ξ-гиперонов расчеты предсказывают заметный рост глубины ямы с A. Яма в свинце, вероятно, в 1.5-2 раза глубже, чем в углероде. Это связано с тем, что для ΞN-взаимодействия майорановский обмен мал (см.  Разд. 2). Следует отметить, что, даже если потенциальная яма для Ξ-гиперонов в тяжелых ядрах и является менее глубокой, чем для Λ-гиперонов, энергии связи Ξ^--гиперонов в тяжелых ядрах, по-видимому, больше, чем Λ-гиперонов, вследствие кулоновского притяжения. Расчеты предсказывают, что в районе свинца 45 МэВ.

4.2.2 ΛΛ-гиперядра

    Большой интерес представляют ΛΛ-гиперядра, содержащие два Λ-гиперона, которые открывают уникальную возможность изучения гиперон-гиперонного взаимодействия. ΛΛ-гиперядра, как и обычные Λ-гиперядра, имеют времена жизни порядка 10^-10 с и распадаются по слабому взаимодействию. Образование таких гиперядер - очень редкое явление. К настоящему времени более или менее определенно идентифицированы в эмульсионных экспериментах гиперядра (2 события), и (по одному событию). В эксперименте, в котором само образование ΛΛ-гиперядер не наблюдалось, но регистрировались на совпадение два пиона от двух последовательных мезонных распадов ΛΛ-гиперядра, получены косвенные указания на существование гиперядра .
    Если бы два гиперона в гиперядре не взаимодействовали между собой, то энергия отделения двух гиперонов B_ΛΛ() была бы примерно равна удвоенной энергии связи гиперона в соответствующем Λ-гиперядре (). Разность этих величин

если пренебречь некоторыми тонкими эффектами, определяется ΛΛ-взаимодействием. Величина ΔB_ΛΛ положительна, если гипероны притягиваются друг к другу, и отрицательна в противном случае.
    Три из четырех названных выше событий указывают на довольно сильное ΛΛ-притяжение (ΔB_ΛΛ4-5  МэВ). При этом ΛΛ-взаимодействие оказывается лишь немного слабее нейтрон-нейтронного, и можно ожидать существования виртуального синглетного состояния двух Λ-гиперонов вблизи порога. Существование гиперядра возможно только в случае достаточно сильного ΛΛ-притяжения и, следовательно, согласуется с этими результатами. В то же время большинство моделей мезонного обмена предсказывают значительно более слабое притяжение или даже отталкивание.
    В 2001 году было зарегистрировано событие образования и распада гиперядра , в котором все частицы на всех этапах процесса были идентифицированы, и их энергии измерены наиболее точно и определенно по сравнению с ранее известными событиями. Результат измерения
ΔB_ΛΛ() = 1.0+0.2 МэВ противоречит всем другим данным и указывает на сравнительно слабое ΛΛ-притяжение.
    Образование и наблюдение ΛΛ-гиперядер связано со следующей сложной и маловероятной цепочкой процессов. При облучении эмульсии пучком K^--мезонов на протоне одного из ядер происходит реакция p(K^-,K⁺)Ξ^-. Образованный Ξ^--гиперон приобретает большой импульс (см. рис.17) и распространяется в веществе эмульсии. С небольшой вероятностью он замедляется и захватывается другим ядром эмульсии раньше, чем распадается. В результате конверсии (5) образуется два Λ-гиперона, и выделяется энергия, что приводит к фрагментации ядра. С некоторой вероятностью оба гиперона могут войти в состав одного и того же фрагмента - ΛΛ-гиперядра. Даже если такое гиперядро образовалось, не всегда удается определить его состав и измерить энергию связи. Этому может помешать наличие среди продуктов двукратного слабого распада нейтральных частиц, возбужденных ядер и гиперядер, испускающих -кванты (нейтральные частицы и -кванты не регистрируются в эмульсии). Необходимо также, чтобы следы всех заряженных частиц заканчивались в эмульсии (частица не вылетала наружу), но не были слишком короткими и т.п. Этим и объясняется то, что до сих пор наблюдалось так мало ΛΛ-гиперядер.
    В принципе ΛΛ-гиперядра можно наблюдать в детекторном эксперименте ^AZ(K^-,K⁺), но сечения такой реакции, как показывают оценки, порядка нб/ср, что слишком мало для существующих интенсивностей каонных пучков.
    В последнем эмульсионном эксперименте, обработка результатов которого в настоящее время продолжается, полное число каонов, которыми облучалась эмульсия, составило около 10¹⁰. Сканирование такого количества событий не представляется возможным. Поэтому использовалась гибридная методика. Детекторы регистрируют K⁺-мезоны, вылет которых сопровождает образование Ξ^--гиперонов. Затем по направлению вылета K⁺-мезона определяется точка образования Ξ^--гиперона. Событий образования Ξ^--гиперона было уже лишь 10⁵, и их сканирование оказывается реальным.
    В настоящее время планируются дальнейшие эксперименты по изучению ΛΛ-гиперядер, которые должны кардинально увеличить объем имеющихся данных и разрешить противоречия.

4.3 Гиперядра с большой странностью

    Гиперядра со странностью |S| > 2 до настоящего времени не наблюдались. В принципе их образование и наблюдение возможно в столкновениях релятивистских ионов.

Рис. 22. Если низколежащие Λ-гиперонные состояния в гиперядре с большой странностью заняты, конверсия (5) запрещена принципом Паули

    На первый взгляд, гиперядра с большой странностью, стабильные по отношению к процессам конверсии типа (4)-(6) и распадающиеся только по слабому взаимодействию, должны состоять только из нуклонов и Λ-гиперонов. Однако в действительности такие гиперядра содержат, вообще говоря, не только Λ-, но и Ξ-гипероны. Дело в том, что энергия, выделяющаяся при конверсии Ξ-гиперона (5), сравнительно невелика. Если нижайшие Λ-гиперонные состояния заполнены, то этой энергии может оказаться недостаточно, чтобы образовать Λ-гипероны в высоколежащих состояниях, и конверсия ΞNΛΛ оказывается запрещена принципом Паули (рис.22). Более того, в гиперядрах, перегруженных Λ-гиперонами, становится энергетически выгодным обратный процесс ΛΛΞN. В результате состав стабильного по отношению к сильному взаимодействию гиперядра определяется условиями равновесия по отношению к прямой и обратной конверсии.
    Расчеты показывают, что в средних и тяжелых гиперядрах Ξ-гипероны присутствуют наряду с Λ-гиперонами при |S|/B > 0.10-0.15, где B - общее число барионов. При |S|/B1 возможно существование нейтральных гиперядер, в которых число протонов совпадает с числом Ξ^--гиперонов. Такие гиперядра не подвержены, в отличие от нестранных тяжелых ядер, делению и в принципе могут быть сколь угодно тяжелыми.
    Легчайшим гиперядром, содержащим нуклоны, Λ- и Ξ-гипероны одновременно и не подверженным прямой и обратной конверсии, является, по-видимому, . Обсуждалась также возможность существования гиперядра, состоящего из двух протонов, двух нейтронов, двух Λ-, Ξ⁰- и Ξ^--гиперонов. Такая десятибарионная система представляет собой странный аналог альфа-частицы.
    Изучение гиперядер с большой странностью явилось бы полноценным обобщением "обычной" ядерной физики как физики барионных систем, состоящих из u- и d-кварков, на трехкварковые (u, d, s) ядра. Их экспериментальное обнаружение - задача будущего.

5. Центры экспериментального изучения гиперядер

    Современная эра изучения гиперядер была открыта в ЦЕРН экспериментами по исследованию реакции
(K^-,π^-) в конце 70-х годов. Несколько позднее реакции образования гиперядер (K^-,π^-) и (π⁺,K⁺) были реализованы в Брукхейвенской национальной лаборатории (США) www.phy.bnl.gov/~bnlhyp/me.html и КЕК (Япония) psux1.kek.jp/~kekps/exp/index.html. Основной массив имеющейся на сегодня экспериментальной информации получен в этих двух центрах, занимающих лидирующее положение в гиперядерном эксперименте на мезонных пучках.
    Образование и распад гиперядер на пучках тяжелых ионов изучается в ОИЯИ (Дубна) lhe.jinr.ru, а на протонном пучке - в Юлихе (Германия) http://www.fz-juelich.de/ikp/Welcome_e.html.
    Исследование образования гиперядер в электромагнитных процессах начато в последние годы в Джефферсоновской национальной лаборатории (США) www.jlab.org/sciprog.html. Гиперядерная тематика занимает важное место в планах работ на -фабрике DAФNE (Италия) www.lnf.infn.it, где будет изучаться образование гиперядер в реакциях (K^-,^-) на остановившихся каонах с существенно более высокой статистикой, чем в других центрах. Дальнейшие планы связаны с проектом Японской адронной фабрики http://jkj.tokai.jaeri.go.jp, вступление которой в строй ожидается через 5-7 лет.

Обзоры по физике гиперядер

1. A.Gal. Strong interactions in Λ-hypernuclei. Adv.Nucl.Phys.  8(1975)1-120.
2. B.Povh. Hyperons in nuclei. Rep.Prog.Phys. 39(1976)823-855.
3. B.Povh. Hypernuclei. Ann.Rev.Nucl.Part.Sci. 28(1978)1-32.
4. B.Povh. Nuclear physics with hyperons. Prog.Part.Nucl.Phys. 5(1981)245-268.
5. C.B.Dover, G.E.Walker. The interaction of kaons with nucleons and nuclei. Phys.Rep.   89(1982)1-177.
6. Л.Н.Богданова, В.Е.Маркушин. Возбужденные состояния гиперядер. ЭЧАЯ 15(1984)808-869.
7. C.B.Dover, A.Gal. Hyperon-nucleus potentials. Prog.Part.Nucl.Phys. 12(1985)171-239.
8. D.H.Davis, J.Pniewski. Hypernuclei. Contemp.Phys. 27(1986)91-116.
9. R.E.Chrien, C.B.Dover. Nuclear systems with strangeness. Annu.Rev.Nucl.Part.Sci. 39(1989)113-150.
10. C.B.Dover, D.J.Millener, A.Gal. On the production and spectroscopy of Σhypernuclei. Phys.Rep. 184(1989)1-97.
11. J.Cohen. Electromagnetic production of hypernuclei. Int.J.Mod.Phys. A4(1989)1-78.
12. J.Cohen. Weak non-mesonic decay of Λ-hypernuclei. Prog.Part.Nucl.Phys. 25(1990)139-234.
13. E.Oset, P.Ferna'ndez de Co'rdoba, L.L.Salcedo, R.Brockmann. Decay modes of sigma and lambda hypernuclei. Phys.Rep. 188(1990)79-145.
14. H.Bando, T.Motoba, J.Zofka. Production, structure and decay of hypernuclei. Int.J.Mod.Phys. A5(1990)4021-4198.
15. B.F.Gibson, E.V.Hungerford. A survey of hypernuclear physics. Phys.Rep. 257(1995)349-388.
16. C.Greiner, J.Schaffner. Physics of strange matter for relativistic heavy ion collisions. Int.J.Mod.Phys. E5(1996)239-300.
17. Y.Akaishi, T.Yamazaki. Halo behaviour of strange particle in nuclei. Prog.Part.Nucl.Phys. 39(1997)565-597.
18. Я.Жофка, Л.Майлинг, В.Н.Фетисов, Р.А.Эрамжян. Распадные свойства гиперядер 1p-оболочки. Часть I. ЭЧАЯ 22(1991)1292-1346.
19. Л.Майлинг, В.Н.Фетисов, Р.А.Эрамжян. Распадные свойства гиперядер 1p-оболочки. Часть II. ЭЧАЯ 28(1997)253-332.
    http://www1.jinr.ru/Pepan/vol28part2.pdf
20. E.Oset, A.Ramos. Weak decay of Λhypernuclei. Prog.Part.Nucl.Phys.  41(1998)191-253.
21. W.M.Alberico, G.Garbarino. Weak decay of Λ-hypernuclei. nucl-th/0112036, 2001.
    http://xxx.lanl.gov/abs/nucl-th/0112036
22. Proceedings of Int. Conferences on Hypernuclear and Strange Particle Physics.

• Nucl.Phys. A450(1986).
• Nuov.Cim. A102(1989)No.1,2.
• Nucl.Phys. A547(1992)No.1,2.
• Nucl.Phys. A585(1995)No.1,2.
• Nucl.Phys. A639(1998)No.1,2.
• Nucl.Phys. A691(2001)No.1,2.