Amikor 1936-37-ben, rövid négy évvel a pozitron felfedezése után, Anderson és Neddermeyer a világűrből jövő sugárzásban új, ismeretlen részecskéket találtak, az elméleti fizikusok nagy elégedettséggel nyugtázták az eseményt. Úgy tűnt, van is rá okuk: az új részecske tömege éppen akkora volt, amekkorát az atommagokat összetartó erők magyarázatára H. Yukawa évekkel előbb előírt egy "megtalálandó" elemi rész, a p-mezon, mai nevén pion számára. Megismétlődni látszott a pozitron története: a részecske létezését a Dirac-elmélet még a ködkamrában való megjelenése előtt megjósolta. Az új részecskék a légkör felső rétegeiből érkeztek, onnan, ahol a primer kozmikus sugaraknak az első gázmolekulák atommagjaival való ütközéséből pionok keletkezése várható. Tömegük a protonénak kb. 1/9-e; átlagos élettartamuk a laboratóriumban 2,2 ms-nak bizonyult. (Ennyi idő alatt ugyan a fény is csak 660 métert halad, de a nyugalmi tömeggel rendelkező és közel fénysebességgel repülő részecskék élettartama a relativisztikus idődilatáció miatt meghosszabbodik, elegendően ahhoz, hogy a részecskék leérjenek a Föld felszínére.)

Pionok helyett

Minthogy mindez megfelelt az elmélet előrejelzésének, a felfedezés izgalma hamar lecsillapult, a háború évei alatt a fizikusokat amúgy is egyéb, kevésbé alapvető témák kötötték le. Annál nagyobb volt a meglepetés tíz év múlva, amikor M. Conversi kísérletei megmutatták, hogy - a tömeg és töltés kiváló egyezése ellenére - Andersonék "mezonjai" semmi jelét nem mutatják annak, hogy közük volna az atommagokban működő erős kölcsönhatáshoz. Be kellett látni, hogy a megjósolt pionok helyett valamiféle addig nem is sejtett részecskék, a müonok (első nevükön mezotronok vagy m-mezonok) jelentek meg a színen. Ezek pedig a mindaddig jól működő és teljesnek látszó fizikai világképbe sehogyan sem fértek bele, erre utal a mottóként idézett és a Nobel-díjas fizikusnak tulajdonított (talán nem egészen komoly, de a korabeli hangulatot tükröző) költői kérdés, avagy az iróniába csomagolt önkritika [1]: "A természet adott nekünk egy részecskét, amely elméletileg megalapozatlan, és egyáltalán semmire se jó."

A felfedezés vegyes fogadtatását azután, mint korábban is hasonló esetekben, intenzív munka és általánosabb érvényű elmélet megalkotása követte, amelyben a (végül is ugyancsak 1947-ben megtalált) pionok mellett a müonok is helyet kaptak. Ami pedig "hasznukat" illeti, a müonok ma már nemcsak az elemirész-kutatók, magfizikusok és atomfizikusok számára jelentenek fontos információforrást, hanem új módszerhez jutatták a kondenzált (szilárd vagy folyékony) anyag kutatóit is (erről lesz részletesebben szó), és meglehet, hogy még olyan teljesen gyakorlati területen is szerephez jutnak, mint a szabályozott magfúzió felhasználása.

Időrendben először a müonok származására derült fény. A primer kozmikus sugárzás a felső légrétegekben valóban az erős kölcsönhatás Yukawa-féle pionjait kelti, ezek azonban átlagosan igen rövid idő (26 ns) alatt még a magasban elbomlanak, és a Föld-felszínre már túlnyomórészt csak a töltésüket és tömegük nagy részét öröklő utódaik, a magerőkkel immár semmilyen kapcsolatban nem álló müonok érkeznek. Mai ismereteink szerint [2] a pionok kvarkból és antikvarkból összetett mezonok, a müonok viszont az elektronhoz és pozitronhoz hasonló leptonok: 1/2 spinnel (perdülettel) rendelkező elemi részek, amelyek csak az elektromágneses és gyenge kölcsönhatásban vesznek részt. Pozitív és negatív töltésű müon egyaránt létezik, tömegük az elektronénak 207-szerese, ennek megfelelően mágneses momentumuk a pozitron (m^- esetén az elektron) momentumának 1/207-ed része. Négyzetméterenként és percenként mintegy tízezer kozmikus müon érkezik a Föld-felszínre, de a legtöbb tudományos alkalmazás "müongyárakban" előállított, speciális müonnyalábokat igényel.

Amikor jó, hogy a tükörszimmetria nem érvényes

A pion bomlási sémájából világossá válik utódrészecskéjének, a müonnak jellegzetes veleszületett tulajdonsága, a polarizáltság. A p⁺ pion egy pozitív müonra (m⁺) és egy semleges müonneutrínóra (n_m) bomlik,

A müon partnere, a fenti reakció jobb oldalán, a nagyjából fénysebességgel repülő neutrínó, igen figyelemreméltó sajátsággal rendelkezik: spinje, amelynek nagysága éppúgy 1/2, mint a müoné, impulzusával pontosan ellenkező irányba mutat, a neutrínó "balcsavar"-részecske. Ez a tény, amely a tükörszimmetria avagy paritás meg nem maradásának kirívó példája [2], a müon "felhasználása" szempontjából kulcsfontosságú.

Nézzük mindenekelőtt a laboratóriumban nyugalomban lévő pion elbomlását, ahol az impulzus megmaradása megköveteli, hogy a keletkező müon és neutrínó ellenkező irányba repüljenek. Ezért - és mivel a pion spintelen részecske - a müon és neutrínó spinjének összege is nulla kell legyen, a születő m⁺ spinje is impulzusával ellentétes irányú lesz. Ha sok nyugalomban lévő p⁺ bomlásából keletkező müon közül összegyűjtjük azokat, amelyek egy meghatározott irányba repülnek, 100%-osan polarizált müonnyalábot kapunk: a részecskék spinje és hozzá tartozó mágneses momentuma a nyaláb repülési irányával ellenkező irányba mutat.

A szimmetriasértés továbbra is segít

Szilárd anyagba vagy folyadékba érkezve a nyalábot alkotó müonok az anyag atomjaival való ütközéseik során gyorsan (néhány ps alatt) lefékeződnek, miközben "született" polarizációjukat csaknem teljesen megőrzik, spinjük iránya a nyaláb irányával kollineáris marad. Hogy ezután mi történik, az a töltéstől függ. A negatív müonok (m^-) elbomlásukig "nehéz elektronokként" viselkednek, és hamarosan egy atommag vonzáskörébe kerülnek (l. később). A m⁺ részecskék viszont, éppen ellenkezőleg, igyekeznek az őket taszító atommagokat, pozitív ionokat messze elkerülni, és az atomok, ionok közötti térben, távol az ionoktól telepednek le. Egy ilyen nyugvópontra jutott m⁺ részecske az a mikroszkopikus mágneses szonda, amely a kondenzált anyag fizikája számára legfontosabb, atomok közötti térrész tulajdonságairól ad hírt.

Kövessük ugyanis a t=0 időpontban lefékezett m⁺ müon spinjének (és egyben mágneses momentumának) mozgását a kristály vagy folyadék belsejében. Ha a lefékeződés helyén mágneses tér (B) van, melynek iránya a spin irányától eltér, a mágneses momentum elfordul, precessziós mozgásba kezd, éppúgy, mint egy ferdén leállított pörgettyű tengelye a Föld gravitációs terében. A precesszió tengelye a B tér irányába esik, frekvenciája (n) pedig a mágneses tér B erősségével arányos,

ahol a szorzófaktorban g_m=0,0851615 MHz/G a müon mágneses momentumának és spinjének hányadosa, az ún. giromágneses állandó.

A belső B tér méréséhez azonban az is kell, hogy a m⁺-pörgettyű precesszióját a mintán kívül, a laboratóriumban meg tudjuk figyelni. Erről szimmetriasértő elbomlásával maga a müon gondoskodik, precessziós mozgásáról világos üzenetet küldve a külvilágba. Müonbomláskor három részecske keletkezik: egy átlagosan 36 MeV energiával repülő pozitron (e⁺), egy elektronneutrínó (n_e) és egy müon-antineutrínó (),

m⁺Že⁺+n_e+                 (t_m=2,2 ms),

és itt a tükörszimmetriát megsértő gyenge kölcsönhatás eredményeképpen az utód-pozitron nagyobb valószínűséggel távozik az elbomló m⁺ spinjének irányába, mint ellenkezőleg (1. ábra). Pontosabban szólva, több egyformán polarizált müon bomlását megfigyelve, a kirepülő pozitronok szögeloszlása a spin pillanatnyi irányába van eltolódva. A nagy sebességű pozitronok könnyedén átrepülnek azon a tipikusan pár milliméteres anyagrétegen, amely a müont a külvilágtól elválasztja, és repülési irányuk szögeloszlása, mely tehát a müonpörgettyű spinjének irányát jelzi, a laboratóriumban könnyen észlelhető.

Az anyagba beültetett m⁺-részecskék spinjének és ezzel párhuzamos mágneses momentumának elfordulását így követni tudjuk a távozó pozitronok irányeloszlásának mérésével. Ehhez sok (tipikusan néhány millió) müon bomlását kell megfigyelni, minden egyes müon esetén regisztrálva a mintába érkezésétől (t=0) az utód-e⁺ észleléséig eltelt Dt időt. Az átlagos t_m=2,2 ms müonélettartamnak megfelelően így minden Dt bomlási idő (0-tól t_m néhányszorosáig, mondjuk 20 ms-ig) előfordul, és a momentum pillanatnyi irányát az e⁺ detektorok minden 0<Dt<20 ms időpontban észlelik. Mivel minden müon ugyanolyan spiniránnyal indul, az elfordulás fázisát a Dt idő egyértelműen megszabja: mintha egyetlen, többször is elbomolni képes müon precesszióját figyelnénk. Ez a

müonspin-forgatás

(Muon-Spin-Rotation, mSR) néven ismert, az anyag belsejében uralkodó B mágneses tér meghatározására, és ezen keresztül sok egyéb fizikai tulajdonság vizsgálatára is alkalmas módszer lényege [4], [5].

A polarizált müonnyaláb előállításához első lépésként ciklotronban több száz MeV energiára felgyorsított protonok bombáznak egy targetként szolgáló grafitkorongot. Az ily módon kiváltott magreakciókban pionok keletkeznek, amelyek egy része még a targetben lefékeződik, más részük továbbrepül. A target felületének közelében megálló, majd itt elbomló pionok adják a 4 MeV energiájú felületi müonokat, ezek, mint a fentiekben láttuk, 100%-osan polarizáltak. A repülés közben elbomló pionok müonjainak polarizációja ugyan nem teljes, de nagyobb energiájuk (így áthatolóképességük) sok esetben előnyt jelent. A különböző irányokba repülő müonok mágneses optika segítségével való nyalábba rendezése és a vizsgálandó mintára irányítása komplex infrastruktúrát követel, így nem csoda, hogy jelenleg csak kevés helyen - Japánban (Tsukuba, Tokió mellett), Kanadában (Vancouver), Angliában (Oxford), Svájcban (Villigen) és Oroszországban (Dubna, Gatcsina) - áll nagy intenzitású müonnyaláb a kísérletezők rendelkezésére. Újabban egészen lassú, néhány száz vagy ezer eV energiájú, szabályozható behatolási mélységű nyalábot is sikerült előállítani, ezzel a minta felülete alatti első atomi rétegek is vizsgálhatók.

A mSR-mérés elvét a 2. ábra szemlélteti. A papír síkjára merőleges B_e mágneses térbe helyezett mintát e⁺ detektorok veszik körül, a jobb felé haladó müonnyaláb irányához képest hátul (h), elöl (e) és oldalirányban (j, b). A beérkező m⁺ az M müondetektoron áthaladva megindítja az elektronikus stopperórát, amely addig jár, amíg az egyik e⁺ detektor Dt idő elmúltával a m⁺ elbomlását nem jelzi. Ekkor az óra nullára ugrik, hogy újrainduljon a következő müon beérkezésekor. Az elsőként elbomló müonok irányeloszlása a h detektornál mutat maximumot, a hosszabb életűek pozitronjai a papír síkjában elforduló spin irányát követve előbb a b, aztán az e, majd a j és ismét a h detektort "világítják" meg a legerősebben. Mintha egy világítótorony jelezne az atomok közötti térből, pozitronokból álló fényével sorban végigpásztázva a körben elhelyezett detektorokat. A detektorokban észlelt pozitronok száma (a "fényerősség") nemcsak oszcillál, hanem a véges müonélettartam miatt időben csökken is, így az intenzitás gyengülését leíró exp(-t/t_m) faktor leválasztásával jutunk az A(t)aszimmetriafüggvény meghatározásához, amely már kizárólag a belső mágneses tér erősségét, térbeli és időbeli változását jellemzi.

A müon az atomok között

A mSR-rel vizsgált mágneses struktúrák között a legérdekesebbek nyilvánvalóan azok, amelyek nemcsak "kívülről" nem láthatók, hanem minden más mikroszkopikus mérési módszer számára is nehezen vagy egyáltalán nem hozzáférhetők. Ez a helyzet például a 3. ábrán látható CeAl₃ ritkaföldfém-ötvözet alacsony hőmérsékleten fellépő mágnessége esetén. A minta nincs külső mágneses térben, az oszcilláló jel mégis a mintában uralkodó belső mágneses térre utal. Ez a tér a mintában nem homogén, a különböző környezetben lefékeződött müonok precessziós frekvenciája kissé különböző, így a müonok az idő múlásával egyre jobban "kiesnek a fázisból", ezért A(t) oszcillációja csillapodik. Az ábrán látható jel frekvenciája (~3,5 MHz) alapján az átlagos mágneses tér - a fent idézett n=(g_m/2p)ˇB képletből - ~260 gaussnak adódik. A jelalak pontosabb vizsgálata a mágnesesség térbeli eloszlásáról is tudósít: a CeAl₃-ban felfedezett belső mágneses tér helyről helyre periodikusan változik, ám periódusa, ritka módon, nem azonos a kristályrács periódusával. A nehéz fermion ötvözetek közé tartozó CeAl₃ mágnességének felfedezése (1987) fontos állomás volt a hasonló, ritkaföldfémet vagy aktinoidaelemet tartalmazó, mágnességet és szupravezetést egyaránt mutató rendszerek kutatásában.

Ugyancsak mSR segítségével sikerült "meglátni" berilliumban a J. H. Condon által 1966-ban megjósolt dia- és paramágneses doméneket, amelyek nem mágneses fém egykristályokban, 1 K körüli vagy alacsonyabb hőmérsékleteken, homogén külső B_e mágneses tér hatására jelennek meg. A jelenség érdekessége, hogy a tipikusan néhány mm vastagságú doméneket a mágneses térben körpályára kényszerített vezetési elektronok orbitális mozgásának kvantáltsága hozza létre; ez a mágneses szerkezet - ellentétben a vashoz hasonló ferromágneses anyagokkal - nem az elektron spinjével kapcsolatos. A tér változásával periodikusan megjelenő doménszerkezet a fém-egykristályban meglévő, B_e-re merőleges síkban fekvő elektronpályák betöltöttségének ugrásait tükrözi makroszkopikus szerkezetváltozás formájában. Mivel a Condon-doméneket optikai módszerekkel mindeddig nem sikerült láthatóvá tenni, kizárólag az anyag belsejéből jövő jelekre vagyunk utalva. Az elmélet alapján azt várjuk, hogy ha a külső B_e teret egy meghatározott értéktartományban változtatjuk, a fémben létrejövő B belső tér nem folytonosan változik, hanem periodikusan ismétlődő intervallumokban megkettőződik, minthogy a térrel párhuzamosan (paramágnesesen) és antiparallel (diamágnesesen) mágnesezett csíkok, "Condon-domének" alakulnak ki, amelyek kétféle mágnesezettségéből két B érték adódik. Ezeket a térértékeket - éppúgy, mint a domének megjelenésének periódusát - az adott fém elektronpályáinak szerkezete határozza meg. Maga Condon egy esetben közvetlen kísérlettel is bizonyította a domének kialakulását, de az általa használt magrezonancia-technika a továbbiakban ezen a területen nem volt sikeres. Így, bár várható volt, hogy a doménszerkezet berilliumban már könnyen elérhető, nem túl magas mágneses tereknél is fellép, az eredmény éppen ebben az esetben elmaradt. Továbbhaladásra csak több mint huszonöt éves szünet után, a kilencvenes években került sor, amikor a mSR alkalmazásával először éppen a berilliumban, majd más fémekben is sikerült a jelenség vizsgálata [7]. Ilyen eredményt mutat az 4. ábra, ahol a müonok a B_e térerősség meghatározott értéktartományaiban világosan két frekvenciát, azaz két B belső térértéket jeleznek, annak megfelelően, hogy a beeső m⁺-részecskék, véletlenszerűen eloszolva a mintában, mind a para-, mind a diamágneses régiókból küldenek jeleket.

Az eddig tárgyalt fémes anyagokban, ahol az elektromos vezetést kiváltó, közelítőleg szabad elektronok mozognak, a beültetett m⁺ magányos marad: a hozzá vonzódó elektronokat - éppen ezek nagy sűrűsége miatt - a többiek árnyékoló hatása megakadályozza abban, hogy a müonhoz kötődjenek, és vele a hidrogénatomhoz (pe^-) hasonló, de kétszázszor könnyebb (m⁺e^-) atomot, müoniumot (Mu) alkossanak. Szigetelőkben, félvezetőkben viszont a Mu-atom képződésének semmi akadálya. Az 5. ábra a szigetelő kvarc és a félvezető szilícium mSR-frekvenciaspektrumát mutatja, melyek egyaránt Mu jelenlétére utalnak. Valóban, a g_m giromágneses állandó idézett értéke alapján B=100 G mágneses térben m⁺ esetén csak ~1,35 MHz precessziós frekvenciát várunk, míg Mu esetén érthető az észlelt két nagyságrenddel nagyobb érték, mert itt nem g_m, hanem a Mu-atom elektronjának kétszázszor nagyobb mágneses momentuma játssza a főszerepet. Az ábrán az is szembetűnő, hogy a Mu-atom kvarcban és szilíciumban nem ugyanaz. A mindkét anyagban közel egyforma spektrumvonalak 140 MHz környékén nem meglepőek, ezek a szabad Mu-atom kissé módosult frekvenciái. Évekig rejtély maradt azonban, miféle müonium az a Mu*-nak elnevezett "anomális" atom, amelyik a kvarcban nem mutatható ki, de a szilíciumban jelen van, és az ábrán látható 40-50 MHz frekvenciájú spektrumvonalakért felelős. A kétféle Mu létezése nem volt összeegyeztethető azokkal az eredményekkel, amelyek a szilíciumba bevitt, közönséges hidrogénatomra vonatkoztak és a kristály köbös elemi cellájának közepét jelölték meg egyedüli pozícióként a vendégatom számára. A fenti mSR-eredmény mutatott rá, hogy ez a feltevés téves. Bebizonyosodott, hogy mind a H-atom, mind pedig annak analógja, a Mu-atom elfoglalhatja a két szomszédos Si-atom közötti kötési, ún. BC centrumot is. Itt a Mu-atomon belüli kötés is módosul, innen a Mu* frekvenciáinak eltolódása. Mivel a H-atomok jelenléte a félvezetők elektromos tulajdonságait is jelentősen befolyásolja, a H-val analóg Mu helyére, ionizációs állapotára, diffúziójára vonatkozó adatok gyakorlati szempontból is értékesek.

5. ábra. mSR-frekvenciaspektrum a) kvarcban és b) szilíciumban. A B=100 G mágneses térben fellépő nagy frekvenciájú vonalak Mu-atom jelenlétét mutatják ([4] alapján)  

Miért éppen a müonspin-forgatás?

A müonok tehát sikeresen szerepelnek a szilárdtestfizika bizonyos területein, de ne feledjük, hogy a belső mágneses terek és szerkezetek mérésére egész sor egyéb, kitűnő módszer áll rendelkezésre. Ilyen elsősorban a fizikai, kémiai laboratóriumokban, de már a mindennapi életben, így az orvosi diagnosztikában is évtizedek óta rutinszerűen és egyre kiterjedtebben alkalmazott magrezonancia; az elektronspin-rezonancia; több, a Mössbauer-effektuson és egyéb magfizikai jelenségeken alapuló technika; a mágneses neutronszórás. Ezek a jól bevált módszerek (a neutronok kivételével) nem igényelnek gyártelep méretű részecskegyorsítókat, a berendezések jórészt kereskedelmi forgalomban beszerezhetők, bárhol felállíthatók. Ezért a mSR-t elsősorban ott érdemes alkalmazni, ahol a keresett információk egyszerűbb úton nehezen elérhetők, ugyanakkor a módszerben rejlő speciális lehetőségek jól kihasználhatók. Ezek közül néhány már a leírtakból is kiderül: 1. azatommag vagy az elektronfelhő helyén lévő tér helyett (amiről a legtöbb módszer tudósít) a mSR közvetlenül az atomok közötti térről ad információt; 2. a müon "született" spinpolarizáltsága fölöslegessé teszi előpolarizációt létrehozó, néha zavaró külső mágneses tér alkalmazását; továbbá 3. az atommagokénál nagyobb mágneses momentum nagyon kis terek észlelésére is alkalmas. Hozzátehetjük, hogy 4. a kis tömegű m⁺ és Mu viszonylag könnyen mozog a kristály vagy folyadék atomjai között, egyedülálló lehetőséget nyújtva például az alacsony hőmérsékleten megvalósuló kvantumdiffúzió tanulmányozására. A módszer alkalmas rendkívül kis koncentrációban meglévő kristályhibák vizsgálatára, félvezetőkben lezajló ionizációs folyamatok követésére, tipikusan 10^-9-10^-5 másodperc alatt lezajló térváltozások észlelésére.

A mSR "felfedezése" 1957-re tehető, amikor a Physical Review című folyóiratban két, nagyjából egy időben benyújtott dolgozat jelent meg [8]: az elsőben R. L. Garwin és munkatársai grafitmintában precesszáló m⁺-polarizációról, a másodikban J. I. Friedman és B. Telegdi a szilárd anyagban képződő Mu-atom észleléséről számoltak be. A módszer a "müongyárak" felépítése óta, a hetvenes évek közepétől vált a kondenzált anyagok mikroszkopikus vizsgálatának szokásos eszközévé.

Végezetül említsük meg a müonok fizikájának egy tudományosan érdekes, egyben gyakorlati felhasználási lehetőséget is ígérő példáját, a müonkatalizált fúziót.

A müon mint katalizátor

Láttuk, hogyan válhat a m⁺ - egy protonizotóp szerepét vállalva - a közelben tartózkodó elektron számára a Mu-atom "magjává". A negatívan töltött m^- viszont elektronként viselkedik, amikor valamely atom, ion közelébe kerül. És nem is akármilyen, hanem egészen kiváltságos nehéz elektronként: nem lévén igazi elektron, nem vonatkoznak rá a Pauli-féle kizárási elv korlátozásai, számára a jelen lévő elektronoktól függetlenül minden atomi pálya nyitva áll. Így igen rövid idő alatt a maghoz legközelebbi pályára kerül, olyanra, amely a müon nagyobb tömege folytán a legbelső elektronpályánál is 207-szer kisebb átmérőjű. A mag körül jóval távolabb elhelyezkedő elektronok és a többi atom számára így a mag Z töltése Z-1-nek látszik (egy "fölöslegessé" vált elektron elszabadul). Az így keletkezett müonos atomok, néhány ms élettartamuk dacára, fontosak az alapkutatás számára: az atommagba kissé "belelógó anomális" müonpálya lehetőséget ad például a mag töltéseloszlásának meghatározására. Különlegesen érdekesek a legegyszerűbb, a H-atomnak és izotópjainak, a deutériumnak és tríciumnak megfelelő (pm^-), (dm^-) és (tm^-) müonos atomok. Ezek kapcsán F. C. Frank és A. D. Szaharov már 1947-48-ban felvetették egy esetleg technikailag is jelentős alkalmazás lehetőségét.

Mint ismeretes, az emberiség energiaproblémáit feltehetően hosszabb időre megoldó, szabályozott termonukleáris fúzió ipari megvalósításának alapvető nehézsége, hogy a két pozitívan töltött H-izotóp atommag, például deutérium (d) és trícium (t) héliummá egyesüléséhez le kell győzni az őket egymástól távol tartó Coulomb-erőket. Ehhez a magoknak ~10⁸ fokos hőmérsékletnek megfelelő termikus ütközési sebességekre van szükségük, és a fúziós energia felhasználására irányuló kutatás fő iránya valóban ilyen hőmérsékletre fűtött d-t plazmákra irányul. Persze, alacsonyabb hőmérséklet is megtenné, ha az ütköző magok közül az egyik, protonja dacára, valamennyire neutralizálni, "hatástalanítani" tudná a töltését - és éppen ez történik, igaz, csak nem túl közeli partnerek számára és rövid ideig - az elektron helyett m^--t megkötő (p, d, t) atommagok esetén. A müonpálya sugara ugyanis ~260 fm (10^-13 cm), ennél messzebbről nézve egy müonos (tm^-) atom már leginkább a semleges neutronra hasonlít, így ilyen távolságra akadálytalanul meg tudja közelíteni a trícium-deutérium (T₂-D₂) gázkeverék egy D₂-molekulájának valamelyik d-magját. Ekkor a d-mag helyén egy (dtm^-)⁺mezomolekula-ion jön létre, amelyben - mivel a "kötőanyagot" a müon szolgáltatja - a két mag már elég közel van ahhoz, hogy a magerők szobahőmérsékleten is akcióba lépjenek, és mintegy 10 ns alatt megtörténjen a fúzió. Ez létrehoz egy ⁴He-atommagot (a-részecskét) és egy gyors neutront, egyben felszabadítja a fúziós folyamat 17,6 MeV energiáját. Ezután a fúziót katalizáló m^--ok nagy része nem marad a He-atommagnál, hanem továbbáll, a T₂-gáz egy újabb t-atommagjának közelébe jutva ismét szabad (tm^-) atomot hoz létre, és így átlagosan 2,2 ms-nyi életében még akár 100-200 d-t párt is össze tud hozni a fenti módon.

A müonok által ily módon katalizált hideg fúzió az alapkutatás számára különösen érdekes, hiszen a fent vázolt folyamatban kémia, atomfizika, molekulafizika és magfizika egyaránt közrejátszik. A fúzió létrejöttét bizonyító, különböző fizikai körülmények között végrehajtott kísérletek a folyamat sok részletére derítettek fényt, de egyben azt a korábbi elméleti becslést is igazolták, mely szerint a müonkatalizált fúzió energiamérlege negatív: az energianyereség nem fedezi a "felhasznált" müonok előállításához szükséges energiát. Mivel az energiamérleg várhatóan csak kevéssé javítható, kizárólag müonkatalizált hideg fúziót felhasználó erőmű nem látszik lehetségesnek. Jól elképzelhető azonban olyan változat, amely a katalizált fúziónál felszabaduló gyors neutronokat használja fel például egy csatolt reaktor üzemanyagának gyártására [9] - ilyen hibrid erőmű már alkalmas volna energiatermelésre. Jelenleg a katalízis hatásfokának javítása a cél, például a He-maghoz "hozzáragadó" és így a katalízisből kieső müonok arányának csökkentésével.

Hely hiányában csak utalhattunk a müonos atomokkal végzett alapvető kísérletekre. Nem említettük a müon mágneses momentumának anomáliáját, amelynek egyre pontosabb mérése a fundamentális természeti állandók meghatározásához, az elemi részek standard modelljének ellenőrzéséhez nyújt máshogy nem elérhető pontosságú információt. Nem beszéltünk a kémiai alkalmazásokról, sem a magas hőmérsékletű szupravezetők mágneses térben kialakuló örvényszerkezetének müonokkal való vizsgálatáról. A felsoroltak csupán illusztrálni kívánják, hogy az egykori "hívatlan vendég" amellett, hogy az elemi részek társaságának az elektronéval egyenrangúan fontos szereplőjévé vált, a kondenzált anyag kutatása számára is új, nagy lehetőségeket rejtő és sok esetben egyedülállóan eredményes vizsgálati módszert tett lehetővé.

Irodalom

[1] M. Gell-Mann és E. P. Rosenbaum, Scientific American 197 (1957. július) 72
[2] Természet Világa, Mikrovilág különszám, 2000
[3] S. J. Blundell, Contemporary Physics 40 (1999) 175
[4] A. Schenck, Muon Spin Rotation Spectroscopy, Hilger, Bristol, 1985
[5] S. L. Lee, S. H. Kilcoyn, R. Cywinski, Muon Science, Muons in Physics, Chemistry and Materials, Bristol, 1998
[6] A. Amato, Review of Modern Physics 69 (1997) 1119
[7] G. Solt, C. Baines, V. S. Egorov, D. Herlach, U. Zimmermann, Phys. Rev. B59 (1999) 6834
[8] R. L. Garwin, L. M. Lederman, M. Weinrich, Phys. Rev. 105 (1957) 1415 és J. I. Friedman, V. L. Telegdi, Physical Review 106 (1957) 1290
[9] Yu. V. Petrov, Nature 285 (1980) 466; Muon Catalysed Fusion 3 (1988) 525