АДРОННЫЕ АТОМЫ

Расстановка ударений: АДРО`ННЫЕ А`ТОМЫ

АДРОННЫЕ АТОМЫ — атомоподобные системы, в к-рых положительно заряж. ядро за счёт кулоновского притяжения удерживает отрицат. адрон. Наблюдались пионные (π^-), каонные (К^-), антипротонные (р^-) и гиперонные (Σ^-) атомы. Изучение А. а. даёт информацию и об адроне и о ядре (масса и магн. момент адрона, распределение вещества в ядре, поляризуемость адрона и ядра), а также об их взаимодействии (рассеяние и поглощение адрона ядром).

А. а. образуется при замедлении отрицат. адрона в веществе. Адрон захватывается атомом с образованием высоковозбуждённого состояния с главным квантовым числом n<(^m/_me)² где m — масса адрона, m_e — масса электрона (при таких n радиус атомной орбиты адрона, обратно пропорциональный его массе, сравним с радиусами электронных орбит). Возбуждение атома снимается за счёт каскада оже-переходов и электрич. дипольных переходов адрона с одного уровня на другой, сопровождающихся испусканием рентг. излучения (см. Мультиполъное излучение, оже-спектроскопия). При этом преимущественно заселяются круговые орбиты, т. е. состояния с l=n-1, где l — момент кол-ва движения. Когда адрон достигает состояний с небольшими n, становятся существ, эффекты сильного взаимодействия, что приводит к захвату адрона ядром.

Атомные уровни, между к-рыми происходит переход адрона, сопровождаемый рентг. излучением, имеют в осн. такую же природу, что и уровни в обычных электронных атомах. Их положение приближённо описывается решением Клейна-Гордона уравнения для пионных атомов или Дирака уравнения для К^—-, ^- и Σ^—-атомов в случае точечного ядра с зарядом Z. Т. к. масса адрона много больше массы электрона, то в состояниях с n<5—6 адрон находится внутри самой глубокой электронной оболочки, где экранирование поля ядра несущественно, т. е. имеет место водородоподобная система (поправки на экранирование существенны лишь при больших n). Небольшие поправки возникают из-за учёта конечности размеров ядра и поляризации вакуума. Кроме того, для низких орбит существенны эффекты, связанные с сильным адрон-ядерным взаимодействием. Радиус орбиты адрона, как правило, много больше размера ядра, напр, для ⁷Li радиусы ls-состояний пионного и антипротонного атомов составляют 67 фм и 10 фм (для обычного атома 1,8•10⁴ фм). Тем не менее с нек-рой долей вероятности адрон находится внутри ядра, что приводит к сдвигу и уширению уровня энергии за счёт сильного взаимодействия. Сдвиг уровня Δξ связан с длиной адрон-ядерного рассеяния а (т. е. с амплитудой рассеяния при нулевой энергии системы, см. Рассеяние микрочастиц) соотношением, к-рое для s-состояний имеет вид

(1)

Здесь μ — приведённая масса адрона и ядра, а ψ(0) - значение кулоновской волновой ф-ции адрона в центре ядра. Уширение уровня позволяет определить вероятность захвата адрона ядром.

При эксперим. исследовании А. а. измеряется энергия рентг. излучения (с помощью полупроводниковых детекторов либо кристалл-дифракц. спектрометров). Достигнутая точность в определении положения линии составляет 2 эВ. Как правило, ширины Γ>100 эВ определяются непосредственно, а Γ 0,1—10 эВ - из соотношения интенсивностей разл. линий (рис. 1). Из рис. видно, как линия 2р—1s пионного атома выделяется среди интенсивных линий, принадлежащих мюонным атомам, возникновение к-рых неизбежно вследствие распада π^--мезонов на лету (слева — калибровочная линия).

Наиб, изучены пионные атомы. Измерения сдвигов и ширин переходов (обусловленных сдвигом и уширенном ниж. уровня) 2р—1s в атомах от ³Не до²⁴Mg; 3d—2p-переходов от ²⁴Mg до ⁸⁴Кr; а также переходов 4f—3d и 5g—4f в широком диапазоне элементов позволяют сформулировать особенность π^--атома: сдвиги 1s-уровней отрицательны, т. е. отвечают отталкиванию пиона от ядра, сдвиги всех уровней с более высокими l положительны, т. е. соответствуют притяжению. Такое поведение описывают введением нелокального оптич. потенциала пион-ядерного взаимодействия, содержащего зависимость от скорости π^- [1, 2]. Теоретич. соображения приводят к выводу о том, что сдвиги энергии Δε и ширины Γ состояний с орбитальным моментом l должны возрастать с ат. номером Z пропорционально Z^4(2l+3)/2, что приближённо выполняется (рис. 2).

Рис. 1. Рентгеновский спектр пионного атома ¹⁸О при энергиях ε вблизи линии 2p→ls (приняты обозначения, обычные для атомных спектров)

Рис. 2. Сравнение экспериментальных и теоретических значений сдвигов ε и ширин Γ 2р-уровней пионных атомов (теоретические точки соединены линиями)

Теория, как правило, даёт хорошее описание наблюдающихся сдвигов и ширин 1s-, 2p-, 3d- и 4f-уровней, за исключением легчайших атомов и (в ряде случаев) атомов с максимальным Z, при к-ром наблюдается соответствующая линия (т. е. в атоме с Z, на 1 большим, пион просто не доходит до соответствующего состояния, т. к. захватывается ядром с более высокой орбиты). Прецизионное определение массы пиона, к-рая входит как параметр в ф-лу для энергии уровня, по энергиям переходов 5g—4f и 6h—5g, даёт значение m_π^-=139,568±0,002 МэВ (см. Пионы).

Эксперим. изучение каонных атомов, с одной стороны, затруднено из-за меньшей интенсивности имеющихся пучков медленных каонов, а с другой — облегчено тем, что в К^- атомах сдвиги и уширение уровней гораздо большие, чем в π^-. Это — следствие большой интенсивности каон-нуклонного взаимодействия при низких энергиях по сравнению с пион-нуклонным. Теоретич. интерпретация эксперим. данных по каонным атомам (от Н до U) затруднена наличием близкого подпорогового резонанса Λ (1405) в системе К^-р и сильным поглощением каона свободным нуклоном [2]. Наличие аномально большого сдвига 2р-уровня в А. а. К^--⁴Не указывает на возможность существования в этой системе слабосвязанного ядерного р-состояния. Точное значение массы каона, полученное из измерений рентг. спектров высоких переходов каонных атомов, m_K^-=493,664±0,018 МэВ.

Пучки Σ-гиперонов нельзя создать вследствие очень короткого времени жизни (1,5•10^-10 с) 2-гиперона. Однако Σ-гиперонные атомы могут образовываться во вторичных взаимодействиях при торможении К^- в мишени. Эксперим. данные по сдвигам и ширинам уровней Σ^--гиперонных атомов (с 1978) пока скудны (ок. 10 переходов в ядрах от С до Ва). Из расщепления атомного уровня на подуровни тонкой структуры определён магн. момент Σ^--гиперона (—1,48±0,37 ядерных магнетонов).

Изучение антипротонных атомов началось в 1970, точность измерений Δε и Γ уровней мала, что обусловлено слабой интенсивностью антипротонных пучков. Качеств, скачок в точности результатов ожидается от экспериментов на установке LEAR (ЦЕРН), к-рая даёт пучки антипротонов низкой энергии с интенсивностью 10⁶ /с. Исследования антипротонных атомов, в первую очередь системы , позволят выяснить возможность существования квазиядерных связанных состояний в системе нуклон-антинуклон (см. Барионий [3]). Масса антипротона из измерений рентг. спектров , что согласуется с массой протона. По тонкому расщеплению уровней найден магн. момент антипротона, равный 2,795±0,019 ядерного магнетона, что также согласуется с магн. моментом протона (2,793 ядерного магнетона).

Изучение А. а. может дать информацию о поляризуемости адрона, у к-рого в сильном электрич. поле на атомной орбите появляется наведённый дипольный момент, что приводит к дополнит, сдвигу уровня энергии. Верхняя оценка поляризуемости каона 0,02 фм².

Лит.: 1) Бакенштосс Г., Пионные атомы, пер. с англ., «УФН», 1972, т. 107, с. 405; 2) Бетти С. Дж., Экзотические атомы, «ЭЧАЯ», 1982, т. 13, с. 164; 3) Шапиро А. С., Ядра из барионов и антибарионов, «УФН», 1978, т. 125, с. 577; 4) Бархоп Э., Экзотические атомы, пер. с англ., «УФН», 1972, т. 106, с. 528.

В. М. Колыбасов

Источники:

1. Физическая энциклопедия/Гл. ред. А. М. Прохоров. Ред. кол. Д. М. Алексеев, А. М. Балдин, А. М. Бонч-Бруевич, А. С. Боровик-Романов и др.- М.: Сов. энциклопедия. Т.I. Ааронова - Бома эффект - Длинные линии. 1988. 704 с., ил.