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BESIII全球首发：反超子撞质子终于现形，散射截面只有正物质1/4？

在开始聊这篇论文之前，得先带大家看一个反常识的对比：同样是超子（也就是含奇异夸克的重子）去撞击质子，把 Λ 超子换成它的反粒子 Λ̄（反超子）之后，散射截面居然缩水了一大截，物质和反物质通道差了将近 4 倍还多。

龙哥读论文发布于 2026-09-12 16:54:33 阅读 1 查看原文

#AI科研 #人工智能

原论文信息如下：

论文标题:
Measurement of inelastic scattering Λ(Λ) + ¯ p Σ0(Σ¯ 0) + p via e+e− J/ψ ΛΛ¯ 发表日期:
2026年09月发表单位:
BESIII Collaboration 原文链接:
https://arxiv.org/pdf/2609.02584v1.pdf

在开始聊这篇论文之前，得先带大家看一个反常识的对比：同样是超子（也就是含奇异夸克的重子）去撞击质子，把 Λ 超子换成它的反粒子 Λ̄（反超子）之后，散射截面居然缩水了一大截，物质和反物质通道差了将近 4 倍还多。这可不是什么理论模型的纸上预言，而是北京谱仪 BESIII 实验刚在正负电子对撞机上测出来的真实结果。

更值得注意的是，反超子与核子之间的非弹性散射过程，此前在实验上从未被直接观测到。这次 BESIII 不仅首次拿到了反超子-核子非弹性散射的信号（显著性 3.1 倍标准差），还顺手对比了正反物质的散射截面差异。这组数据对于理解强相互作用、中子星内部结构和所谓的“超子疑难”，都是实打实的约束条件。

可能大家听见“重子”“超子”“散射截面”这些词就觉得物理味太冲，犯晕。别慌，这期龙哥就带你把这篇文章捋明白。这篇文章的内容信息较多，本文将先从前半部分的内容，讲讲重子散射实验为什么重要，再进一步剖析其方法设计与实验结果。

Λ超子散射实验为何重要？

要说清楚这个实验的价值，得先把“重子”这个概念拆开。在粒子物理标准模型里，像质子、中子这类由三个夸克组成的粒子，统称为重子。重子构成了我们周围可见物质世界的绝大部分质量，比如原子核里的质子和中子就是最典型的重子。而像 Λ 超子这样带奇异夸克的重子，就是所谓的超子，它是研究奇异自由度下强相互作用的重要探针。

把重子与重子之间的碰撞散射截面测准，是核物理里一件相当核心的事。因为强相互作用在低能区域是非微扰的——意思是理论家没法用简单的微扰展开去算精确结果，必须依靠实验数据来约束理论模型。所以，重子-重子散射截面就像一把标尺，把第一性原理的格点 QCD 计算和观测到的核现象连接了起来。

重子-反重子散射的研究也一样不容忽视。此前实验上已经在粲偶素衰变和 B 介子衰变等过程中，观测到了 pp̄、pΛ̄、ΛΛ̄ 等反重子对的不变质量谱低端存在增强效应，这些现象被解释为可能存在重子-反重子束缚态的信号。但由于一直没有稳定、高质量的反超子束流源，反超子-重子散射的实验研究长期处于空白状态，物质-反物质动力学这一块拼图一直没有补上。

除此之外，超子-重子相互作用还有一个非常重要的应用场景——中子星。中子星内部密度可以达到核密度的数倍，在这种极端条件下，理论上预言会大量出现带有奇异自由度的超子。超子的出现会影响中子星的物态方程，进而决定其质量上限和内部结构。但超子到底会不会在中子星核心出现、出现之后对物态方程有多大的软化效应，几十年来一直争议不断，这就是著名的“超子疑难”。解决这个疑难，非常依赖从低能区散射实验提取出的超子-核子相互作用参数。

但要在地球上做超子散射实验，难度不小——因为超子不稳定，寿命很短，很难像质子束流那样做成高强度的稳定束。不过，BESIII 实验巧妙地绕开了这个问题，在正负电子对撞机上开发出了一种“探测器内散射”的方法，这就要说到他们的束流管靶技术了。

如何在对撞机上“制造”超子束流？

需要说明的是，这里的“制造”不是指造一条真正意义上的加速器束流，而是利用 BESIII 探测器里的簇射事例产生超子，再让超子在飞出探测器前跟束流管里的原子核发生碰撞。这套思路最早可以追溯到 BESIII 利用 J/ψ 衰变产生超子-反超子对的系列研究。在 J/ψ → ΛΛ̄ 衰变中，Λ 和 Λ̄ 会带着固定动量反冲飞出。实验上先通过 Λ̄ → p̄π⁺ 衰变重建出一个 Λ̄，叫“单标记”（Single-Tag, ST）事例。与这个 Λ̄ 反冲方向对应，必定有一个确定动量的 Λ 飞向探测器的另一侧——这就相当于有一条天然的“Λ 束流”。

图2：单标记事例的丢失质量分布拟合结果，其中(a)为 ST Λ̄，(b)为 ST Λ，黑色带误差棒的点为数据，蓝色实线为整体拟合，红色点虚线为单标记信号。

而这束“Λ”不是没头苍蝇一样飞进探测器，它迎面撞上的就是束流管本身——对撞机里的束流管本来是用来维持真空、让正负电子束在里面跑的空心管道，但在 BESIII 这套设计里，它被当成了天然的“靶”：束流管里跑着正负电子束，而 Λ 超子则在管内穿行并有机会与管壁材料的原子核碰撞。材料沿着半径从内到外分层，依次是金层（Au）、铍层（Be）、矿物油层（主要成分碳氢化合物，含¹H 质子）和最外层的铍，如图 1 所示。束流管壁就是靶，而 Be 层里的 ⁹Be 原子核就充当了固定靶。

由于 J/ψ 静止衰变产生的 Λ 和 Λ̄ 动量大小确定，实验物理学家可以精确知道每个 Λ 的运动方向和动量，就像一串准直的单能束流射向靶物质。这样，BESIII 在 2009 年采集的 J/ψ 数据就派上用场了：单标记产额压到（7297.0 ± 3.7）×10³（ST Λ̄）和（7455.8 ± 3.7）×10³（ST Λ），海量的 Λ 穿过束流管，虽然每个超子发生核反应的概率极低，但架不住这次数足够多——样本量足够大，碰撞信号就能从统计噪声里冒出来了。

如果碰撞后 Λ 发生了非弹性散射，变成 Σ⁰ 并打出质子，这个 Σ⁰ 会接着衰变：Σ⁰ → Λγ，然后 Λ 又衰变成 pπ⁻。这些次级衰变产物会在探测器中留下可重建的径迹，于是实验上就能抓住一个“双标记”（Double-Tag, DT）事例，也就是说，初始 J/ψ 事件里，一个 Λ̄ 用来标记（ST），一个发生了散射的 Λ 通过衰变产物被重建出来。把这个 DT 事例数代入散射截面公式，就可以算出 Λ 在靶上发生某个特定非弹性过程的概率，也就对应了它的散射截面。整个思路与过去 BESIII 发表的超子-核子散射研究方法一脉相承，其方法学源头可追溯到论文参考文献 [14] 等以往 BESIII 发表的 Λ-核子及反超子-核子散射研究。

直接与间接测量：两种互补策略

前面提到，靶物质里既有铍这类复合原子核，又有油层里的自由质子（¹H）。所以论文里用了两条腿走路：先测 Λ(Λ̄) 跟 ⁹Be 这类原子核的散射截面，再从中间接提取出与自由质子的散射截面。这就是所谓的间接方法。

为什么要绕这么一圈？因为 Λ 超子在飞离顶点后会进入束流管材料内部，在一层层靶材料里都有可能与不同原子核发生碰撞。通过重建出散射末态的 Σ⁰ 和质子，再结合精确的探测器模拟计算有效亮度，就可以把不同靶物质层的碰撞概率分开考虑。论文假设在低能区，Λ-核散射主要由靶核表面的核子参与——这跟低能核反应中常见的“表面主导”近似一致。按这个假设，不同原子核的散射截面之比与核的表面积有关，也就是与 A^{1/3} 成反比（A 为质量数）。因此可以从 ⁹Be 的截面出发，加一个 1.932 的缩放因子，间接推到氢靶上：

另一方面，直接方法则利用油层中的静止自由质子靶。在 J/ψ → ΛΛ̄ 过程中，如果碰撞对象是静止质子，那么 Λ 与这个质子碰撞后产生的 Σ⁰ 和散射质子 p 的四动量之和应该与“入射 Λ 的四动量加静止靶质子的四动量”完全吻合，体现在不变质量谱上就是会有一个尖锐的峰。

图4：Λ-p（a）与Λ̄-p（b）过程的M(Λγp)分布，黑色点为数据，蓝色实线为整体拟合，红色虚线为信号，绿色宽点线为本底。

把两种方法独立算出来的质子靶截面一对照，就能检验“表面主导”假设到底靠不靠谱，也给整套测量加了一道保险。由于散射发生在束流管不同层中，论文里用“有效亮度”来精确刻画有多少 Λ 粒子真正经过了多少靶物质。

有效亮度的计算是这套方法能否测准截面的核心。在传统散射实验中，亮度是入射束流粒子数与靶粒子数密度的乘积；但在这里没有连续束流，只有一打打的 Λ 超子按固定方向飞出。所以 BESIII 把每个候选 Λ 在每一层靶材料中穿过的径迹长度跟靶物质的密度、摩尔质量都盘点了一遍，再乘以核素对应的反应增强因子，得到一个“等效”的亮度，这个量在论文里记作 L_Λ。把有效亮度代入散射截面的标准公式：截面 = 事例数 /（有效亮度 × 分支比 × 探测效率），就能算出数值了。

式(1)：散射截面的基本计算公式，其中N_DT为双标记事例数，L_Λ为有效亮度，B_sub为Σ⁰→Λγ和Λ→pπ⁻衰变分支比的乘积，ε_sig是信号探测效率。

当然，束流管内不同靶层的材料不同：铍层里是 ⁹Be 原子核，油层里还混有碳和氢。对不同的层，它们对入射 Λ 的散射概率各有差异，所以论文对每一层单独定义了等效亮度里的反应因子 R_σ^j，并按照表面主导假设把它取为 Z_j / A_j^{1/3}，Z 和 A 分别是这一层原子核的质子数和质量数，对复合材料就按密度加权。整个加起来的总有效亮度，就是式（2）里那个双层求和。这一步的逻辑其实很直白：散射概率的微观差异都体现在靶核的性质里，跟入射束流无关，所以可以拆开来算。

式(2)：有效亮度的具体定义，N_ST为单标记产额，N_A为阿伏伽德罗常数，N_ST^MC为模拟单标记产额，ρ_T^j、l^ij与M^j分别为第j层靶材料的密度、第i个Λ在第j层中的径迹长度与摩尔质量，R_σ^j为该层的反应增强因子。

首次观测到Λ̄-p非弹性散射

中子星也好，超子疑难也好，这些背景知识听着是挺宏大，但说到底，实验最终还是要靠信号事例数说话。这次 BESIII 分析的数据量是 10087 × 10⁶ 个 J/ψ 事例，样本量在同类实验里是空前的。整个分析把四种过程一起测了：Λ+⁹Be、Λ̄+⁹Be、Λ+p、Λ̄+p，末态都要求产生一个 Σ⁰(Σ̄⁰) 并伴随一个散射质子。

信号重建的关键在于找对粒子。首先是单标记侧，通过 p̄π⁺ 衰变重建一个 Λ̄，要求 Λ̄ 的不变质量落在 [1.110, 1.121] GeV/c² 窗口里，然后看剩余的质量谱里能不能找到一个反冲的 Λ。但这只是第一步，好戏在后面。

接着要重建双标记侧：被撞的 Λ 如果发生了反应 Λ+p→Σ⁰+p，那么就会出现一个 Λγ 的不变质量峰（对应 Σ⁰）以及一个 Λγp 的不变质量峰（对应整个反应末态）。光子能量被要求在 30–160 MeV 附近，太高或太低都会被砍掉，这是为了压低 π⁰ → γγ 等背景。同时，散射顶点必须落在束流管壁对应的半径范围 [2.9, 3.6] cm 内——太靠内，说明其实没撞上管壁；太靠外，又可能混入探测器的其他材料。

图3：Λ-⁹Be（a）与Λ̄-⁹Be（b）过程的M(Λγ)分布，黑色点为数据，蓝色实线为整体拟合，红色虚线为信号，绿色宽点线为本底。

铍靶上的结果很干净：Λ+⁹Be 过程拿到了 148 ± 21 个信号事例，显著性 8.7σ，截面测到 10.1 ± 1.4 ± 0.7 mb；而 Λ̄+⁹Be 过程只有 22 ± 8 个事例，显著性掉到 3.0σ。这里 mb 是毫靶恩，靶恩是核物理里常用的面积单位，1 靶恩等于 10⁻²⁸ 平方米。一个直观参照：典型中高能质子-质子散射截面也就几十 mb 量级。

直接与氢靶质子反应的过程信号事例数更少——Λ+p 是 12 ± 4，Λ̄+p 只有 6 ± 2。大部分吃瓜群众看到这个数大概会嗤笑一声：才 12 个、6 个事例，这也敢拿出来发论文？统计量是真的不高，但这不是实验偷懒，而是由反应概率极低决定的。别忘了靶物质只有薄薄的一层束流管壁，而 Λ 超子在穿过几厘米的物质时要发生一次特定非弹性散射，本来就比中彩票还难。12 个信号事例对应的显著性达到 5.9σ，作为一项测量已经达到“观测”标准；Λ̄+p 那 6 个事例对应 3.1σ，只能算“证据”——但在反超子-核子非弹性散射这个方向上，已经是人类第一次看到这样的信号了。

表1：四个非弹性散射道的测量截面、有效亮度、双标记事例数及信号显著性汇总（不确定度仅为统计误差）。

把四个道放在一起看（表 1），统计显著性整体都还不错。Λ 入射的两个道，Λ-⁹Be 达到 8.7σ、Λ-p 达到 5.9σ，都算是“观测”级别；而两个 Λ̄ 入射的道只有 3.0σ 和 3.1σ，勉强到“证据”的门槛。之所以把“观察到现象”和“证据”分得这么细，是因为高能物理有一套国际通行的显著性语言——发现一个新现象通常要求达到 5σ 以上才算数，3σ 到 5σ 之间的信号只能叫证据。这篇文章里，物质道的两个过程都能算发现级别的观测，而反物质道的信号还只能叫证据，恰恰说明反超子散射有多难测。

由于信号事例数有限，实验的系统误差控制就成了生死线。这篇文章在误差刻画上可以说是滴水不漏：从质子径迹重建和粒子鉴别（各 1.0%）、光子重建（1.0%）、单标记产额拟合（1.7%–2.6%），到信号形状、本底参数化等一系列因素都给了逐项评估。最怕的是拟合信号形状本身的不确定性——本来就十几个事例，信号形状稍微变一下，拟合出来的产额就会跳好几倍。论文里对此用了多种备选信号形状和本底模型交叉验证，误差控制在 2.2%–5.8% 的范围内。

表2：四个散射道的系统误差来源汇总（单位：百分比），总误差由各项独立相加平方得到。

反物质-物质不对称：新物理的线索？

那么，费了这么大劲测出来的正反超子散射截面，到底意味着什么？或许可以把两组关键数字摆在一起看看：

Λ+p → Σ⁰+p，动量 1.074 GeV/c：

式(10)：Λ+p→Σ⁰+p 道数据与间接提取结果联合后的截面，σ = (4.7 ± 0.7) mb。

Λ̄+p → Σ̄⁰+p，同样动量 1.074 GeV/c：

式(11)：Λ̄+p→Σ̄⁰+p 道数据与间接提取结果联合后的截面，σ = (1.1 ± 0.3) mb。

在完全相同的运动学条件下，把 Λ 换成它的反粒子 Λ̄，散射截面直接从 4.7 mb 掉到 1.1 mb，差了大约 4 倍。而之前 BESIII 对弹性散射 Λ(Λ̄)+p→Λ(Λ̄)+p 的研究，已经发现过正反物质的微分截面有明显差异。这次的 ΛΣ 转换过程则给出了又一个维度的证据——不仅弹性散射不对称，就连非弹性散射中的 Λ→Σ⁰ 转换也同样呈现出强烈的物质-反物质不对称性。

这里得说清楚一点：这种不对称是不是意味着 CPT 对称性被破坏了？不是的。事实上，物质与反物质散射截面有差异并不违反任何基本对称性原理。重子数守恒、奇异数守恒这些量子数限制，会导致正反超子在与核子碰撞时可用的反应道完全不同——Λ̄ 的过程有很多湮灭道（比如 Λ̄p → Σ̄π 这类），而 Λ 的过程则没有对应的湮灭道。不同的开放道组合和耦合效应，天然就能造成散射截面的显著差异。这种由强相互作用引起的差异，理论模型原则上是可以算的，只是算得准不准、模型之间的分歧有多大，正好需要用这次的实验数据去判决。

论文在方法的闭环校验上做得也是相当漂亮。他们把间接法从 ⁹Be 数据推出质子截面，和直接法在油层氢靶上测到的截面放在一起对照：

Λ 道间接结果为 5.3 ± 0.7(stat.) ± 0.4(syst.) mb，直接测量为 3.2 ± 1.1(stat.) ± 0.5(syst.) mb；Λ̄ 道间接结果 0.9 ± 0.3(stat.) ± 0.2(syst.) mb 与直接测量 1.5 ± 0.5(stat.) ± 0.1(syst.) mb 在误差棒范围内也是一致的。两套原理完全不同的方法，最终结果能互相印证，这就给了整个测量很强的可信度，说明“表面主导”这个假设在当前的统计精度下是站得住脚的。

当然，既然信号事例只有几个到几十个，这个结果的统计精度确实不高。这也是为什么论文把反物质道非常谨慎地定性为“evidence”（证据）而不是“observation”（观测）。3.1σ 的水平离“发现”的 5σ 门槛还有不小的距离，后面要靠更大统计量的数据（比如 BESIII 正在积累的更多 J/ψ 事例，或者未来 super tau-charm 工厂）才能把信号显著性推上去。

不过，就算显著性有限，这些测量值却已经开始发挥理论约束作用了。对多强子系统理论研究来说，ΛN→ΣN 的截面是描述核力中奇异自由度部分的重要输入量；而对中子星物态方程的研究来说，超子-核子相互作用的强度直接决定了中子星内部能否出现超子。如今实验上终于给了这些理论计算一些真实数据的锚定点，哪怕是宽误差棒的点，也好过完全没有实验依据的纯推测。

BESIII 这次的“束流管内散射”技术其实还有一个重要的延伸价值。它说明在一个升级版的 tau-charm 工厂里，可以积累比现在多几十倍的 J/ψ 数据——用同样的“探测器即靶”思想，未来甚至有可能给一整套超子-核子散射截面矩阵做出高精度测量。不只是 Λp→Σ⁰p，还包括 Ξ⁻p 等更复杂的含奇异夸克过程。从这个角度说，这篇论文迈出的正是系统性研究超子-核子相互作用的第一步。

龙迷三问

下面是龙哥对于大家可能的一些问题的解答：

这篇论文到底在解决什么问题？BESIII利用约100亿个J/ψ事例产生的超高产额“超子束”，让Λ与反Λ超子去撞击束流管中的静止质子，首次观察到反超子非弹性散射的证据（3.1σ），并测到Λ+p与反Λ+p散射截面相差约4倍，给中子星内部的“超子疑难”带来关键实验

这篇工作最值得看的点是什么？首次观测到Λ+p→Σ0+p散射(显著性5.9σ)，首次给出Λ¯+p→Σ¯0+p散射的证据(显著性3.1σ)，发现Λ与Λ¯非弹性散射截面存在显著不对称性

这篇工作的边界或风险在哪里？优点：(1)利用e+e−对撞机产生超子束流，开辟了研究超子-核子散射的新途径；(2)直接与间接两种方法相互验证，增强了结果可靠性；(3)首次获得反超子-核子非弹性散射实验数据。缺点：(1)统计量有限，Λ¯通道仅达到证据水平(3σ)而非发现水平；(2)依赖表面主导散射假设，存在模型依赖性；(3)系统误差在某些通道较大(最高达20%)。

如果你还有哪些想要了解的，欢迎在评论区留言或者讨论~

龙哥点评

论文创新性分数：★★★★☆

利用BESIII探测器在e+e−对撞机上通过J/ψ→ΛΛ¯衰变产生单色Λ(Λ¯)束流，以束流管为靶，通过直接和间接两种互补方法测量Λ(Λ¯)+p→Σ0(Σ¯0)+p的非弹性散射截面。

实验合理度：★★★★☆

散射截面(单位mb)、信号显著性(σ)

学术研究价值：★★★★☆

利用BESIII探测器在e+e−对撞机上通过J/ψ→ΛΛ¯衰变产生单色Λ(Λ¯)束流，以束流管为靶，通过直接和间接两种互补方法测量Λ(Λ¯)+p→Σ0(Σ¯0)+p的非弹性散射截面；更关键的是问题定义是否可复用到同类任务。

稳定性：★★★☆☆

现有材料未提供充分的极端条件、重复运行或扰动测试，稳定性暂按中性评价。

适应性以及泛化能力：★★★☆☆

现有材料未完整展示跨数据集、跨场景或分布外实验，泛化能力仍需进一步验证。

硬件需求及成本：★★★☆☆

现有材料缺少完整训练资源、参数量、显存和推理时延信息，成本暂按中性评价。

复现难度：★★★☆☆

现有材料未确认完整代码、配置、数据处理脚本和权重是否齐备，复现难度暂按中性评价。

产品化成熟度：★★★☆☆

论文验证以研究实验为主，真实部署中的时延、成本、维护和异常场景仍需补充验证。

可能的问题：(1)统计量有限，Λ¯通道仅达到证据水平(3σ)而非发现水平；(2)依赖表面主导散射假设，存在模型依赖性；(3)系统误差在某些通道较大(最高达20%)。

分析与讨论

这里针对前面的核心结果再展开聊聊。

在实验设计层面，这套“束流管即靶”的方法巧妙地回避了传统反超子束流难以获取的困难。它本质上属于一种固定靶实验，只不过靶物质正好是对撞机里现成的束流管。在有效亮度公式中，通过对每一层靶材料（Au、Be、油、Be）分别做路径积分并乘上表面主导假设的反应因子，就能把不同靶核的贡献分离开。这个方法继承了此前 BESIII 对 Λp 弹性散射测量的技术路线，又在本工作中进一步扩展到了更复杂的末态。

在物理结果层面，最抓眼球的是物质-反物质道截面的强烈不对称。Λ+p→Σ⁰+p 的截面是 4.7 mb，而 Λ̄+p→Σ̄⁰+p 只有 1.1 mb。这么显著的不对称，意味着简单地用 ΛN 相互作用的电荷共轭变换来预言 Λ̄N 散射行为会与实际严重偏离。区别其实来源于反应机制本身：Λ 与质子通过强相互作用发生非弹性散射，要交换奇异数（strangeness exchange）才能让末态出现 Σ⁰；而反超子 Λ̄ 和质子碰撞时还有额外的湮灭道，这些道会分流部分散射概率。

值得一提的是，论文给出的物质道结果跟过去的理论模型预期其实有不小的差距。按照一些介子交换模型（meson-exchange model）的计算，在 1.07 GeV/c 附近，Λp→Σ⁰p 的截面落在 2–6 mb 范围内，这次的测量值 3.2–5.3 mb（直接与间接）正好压着这个预测区间的上边界。而反物质道，理论模型间的分歧更大，从零点几到几个 mb 的说法都有，如今实验把锚点定在了 1.1 mb，这对筛选模型非常有帮助。

在“超子疑难”的语境下，Λp→Σ⁰p 这类转换反应提供了探测超子-核子相互作用中张量分量和自旋-同位旋依赖的重要窗口。如果能把这些散射截面的精度进一步提升，就能直接约束理论上对中子星内部超子丰度的预测，缩小“超子疑难”的可能参数空间。

最后说说未来展望。BESIII 目前这版测量用的是约 100 亿 J/ψ 事例，而 J/ψ 数据还在持续积累。如果未来有三倍、十倍的数据量，反物质道的显著性完全有机会突破 5σ，届时“反超子-核子非弹性散射”就能从 evidence 正式转为 observation。更有意思的是，J/ψ→ΛΛ̄ 只是众多超子对产生道里的一条，理论上还可以考虑 J/ψ→ΞΞ̄、J/ψ→ΣΣ̄ 等过程，结合束流管方法，进一步把 Ξ 超子散射截面也测出来，那就会是一场更全面的奇异强子散射矩阵测量。

一句话总结：这篇文章的价值不在于一锤定音，而在于把人类对反超子与核子相互作用的认识从零变成了“非零”。在这个数据极其稀薄的领域，每一个精确测量的散射截面，都像是一颗能帮理论家校准航向的坐标星。

主要参考文献

[1] BESIII Collaboration. Measurement of inelastic scattering Λ(Λ̄) + p → Σ⁰(Σ̄⁰) + p via e⁺e⁻ → J/ψ → ΛΛ̄. arXiv:2609.02584v1

[2] BESIII Collaboration. Study of Λ-Σ transition dynamics in Λ(Λ̄)+p scattering. (论文内引用 [13–16, 21])

[3] Lonardoni D, Lovato A, Gandolfi S, Pederiva F. Hyperon Puzzle: Hints from Quantum Monte Carlo Calculations. Phys. Rev. Lett. 2015;114;092301

[4] Gal A, Hungerford E V, Millener D J. Strangeness in nuclear physics. Rev. Mod. Phys. 2016;88;035004

[5] 原文链接：https://arxiv.org/pdf/2609.02584v1.pdf

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