B.1 Panimula.
B.2 Pinagsama-samang mga particle.
B.3 Paglalarawan ng mga polarized na estado ng mga particle na may spin 1 5 B.4 Maikling pagsusuri ng data sa reaksyon ng fragmentation ng mga deuteron sa pinagsama-samang mga proton.
B.5 Layunin at istruktura ng gawaing disertasyon.
I-SETUP KO ANG EKSPERIMENTO
1.1 Pagganyak.
1.2 Pang-eksperimentong setup.
1.3 Metodolohikal na mga sukat at pagmomodelo
1.4 Organisasyon at prinsipyo ng pagpapatakbo ng trigger.
II SOFTWARE
II. 1 Panimulang pangungusap
11.2 qdpb data collection at processing system
11.3 Nako-configure ang data at mga view ng hardware
11.4 Mga pagtatanghal na nakasalalay sa session
11.5 DAQ system SPHERE.
II. 6 Data acquisition system para sa mga polarimeter.
III MGA RESULTA NG EKSPERIMENTAL AT ANG KANILANG PAGTALAKAY
III. 1 Pagsusuri ng mga pinagmumulan ng mga sistematikong pagkakamali.
111.2 Pang-eksperimentong data.
111.3 Pagtalakay ng pang-eksperimentong datos.
Inirerekomendang listahan ng mga disertasyon
Ang pag-aaral ng spin at isospin effect sa mga reaksyon ng paggawa ng pinagsama-samang mga particle 2007, Doktor ng Physical and Mathematical Sciences Litvinenko, Anatoly Grigorievich
Pag-aaral ng mga pakikipag-ugnayan ng mga polarized deuteron na may mga proton at nuclei sa saklaw ng momentum na 0.7-9.0 GeV/c 2006, Doktor ng Physical at Mathematical Sciences Ladygin, Vladimir Petrovich
Pag-aaral ng angular dependence ng mga kakayahan sa pagsusuri ng mga reaksyon -dd→3Hen at -dd→3H p sa isang deuteron energy na 270 MeV 2007, Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences Janek, Marian
Tensor analysis power Ayy sa mga reaksyong A(d, p)x at A(d, d)x sa 9 GeV/c at ang istraktura ng deuteron sa mga malalayong distansya 1998, Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences Ladygin, Vladimir Petrovich
Pag-aaral ng mga kakayahan sa pagsusuri Ay, Ayy at Axx ng reaksyon ng deuteron-proton elastic scattering sa energies na 880 at 2000 MeV 2010, Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences Kurilkin, Pavel Konstantinovich
Panimula sa thesis (bahagi ng abstract) sa paksang "Mga sukat ng tensor na pagsusuri ng kapangyarihan ng T20 sa reaksyon ng deuteron-to-pion fragmentation sa zero angle at pag-unlad ng software para sa mga sistema ng pagkuha ng data ng mga pag-install sa mga polarized beam"
B.1 Panimula
Ang dissertation paper ay nagpapakita ng mga eksperimentong resulta ng pagsukat ng tensor analyzing power T20 sa reaksyon ng fragmentation ng tensor polarized deuteron sa pinagsama-samang (sub-threshold) na mga pion. Ang mga sukat ay isinagawa sa pamamagitan ng pakikipagtulungan ng SPHERE sa isang sinag ng mga tensor polarized deuteron sa accelerator complex ng High Energy Laboratory ng Joint Institute for Nuclear Research (LHE JINR, Dubna, Russia). Ang pag-aaral ng polarization observables ay nagbibigay ng mas detalyado, kumpara sa mga reaksyon na may non-polarized na mga particle, impormasyon tungkol sa interaksyon ng Hamiltonian, mga mekanismo ng reaksyon, at ang istraktura ng mga particle na kasangkot sa reaksyon. Sa ngayon, ang tanong ng mga katangian ng nuclei sa mga distansyang mas maliit kaysa sa o maihahambing sa laki ng isang nucleon ay hindi pa sapat na pinag-aralan kapwa mula sa eksperimental at teoretikal na pananaw. Sa lahat ng nuclei, ang deuteron ay partikular na interes: una, ito ang pinaka-pinag-aralan na nucleus mula sa parehong eksperimental at teoretikal na pananaw. Pangalawa, para sa deuteron, tulad ng para sa pinakasimpleng nucleus, mas madaling maunawaan ang mga mekanismo ng reaksyon. Pangatlo, ang deuteron ay may hindi maliit na istraktura ng spin (spin na katumbas ng 1 at isang nonzero quadrupole moment), na nagbibigay ng malawak na mga posibilidad na pang-eksperimento para sa pag-aaral ng mga naoobserbahang spin. Ang programa ng pagsukat, kung saan nakuha ang pang-eksperimentong data na ipinakita sa gawaing disertasyon, ay isang natural na pagpapatuloy ng mga pag-aaral ng istraktura ng atomic nuclei sa mga reaksyon sa paggawa ng mga pinagsama-samang mga particle sa banggaan ng unpolarized nuclei, pati na rin ang mga nakikitang polariseysyon sa ang reaksyon ng deuteron decay. Ang pang-eksperimentong data na ipinakita sa gawaing disertasyon ay ginagawang posible na sumulong sa pag-unawa sa istraktura ng spin ng deuteron sa maliliit na distansya ng internucleon at dagdagan ang impormasyon sa istraktura ng deuteron na nakuha sa mga eksperimento na may isang lepton probe at sa pag-aaral ng reaksyon ng breakup. ng mga tensor polarized deuteron, at samakatuwid ay tila may kaugnayan. Sa ngayon, ang data na ipinakita sa gawaing disertasyon ay ang tanging mga, dahil ang mga naturang pag-aaral ay nangangailangan ng mga beam ng polarized deuteron na may enerhiya ng ilang GeV, na sa kasalukuyan at sa susunod na mga taon ay magagamit lamang sa JINR LHE accelerator complex, kung saan natural na ipagpatuloy ang pananaliksik sa direksyong ito. Ang nabanggit na data ay nakuha bilang bahagi ng isang internasyonal na pakikipagtulungan, iniulat sa isang bilang ng mga internasyonal na kumperensya, at nai-publish din sa mga peer-reviewed na journal.
Dagdag pa sa kabanatang ito, ibinibigay namin ang impormasyon tungkol sa pinagsama-samang mga particle na kinakailangan para sa karagdagang presentasyon, ang mga kahulugan na ginamit sa paglalarawan ng mga naoobserbahang polarization, at nagbibigay din ng maikling pagsusuri kilala sa mga resulta ng panitikan sa reaksyon ng pagkabulok ng deuteron.
B.2 Pinagsama-samang mga particle
Ang mga pag-aaral ng mga regularidad ng kapanganakan ng pinagsama-samang mga partikulo ay isinagawa mula pa noong simula ng dekada ikapitumpu ng siglo XX, , , , , , , , , , , , , . Ang pag-aaral ng mga reaksyon sa paggawa ng pinagsama-samang mga particle ay kawili-wili dahil nagbibigay ito ng impormasyon tungkol sa pag-uugali ng high-momentum (> 0.2 GeV/c) na bahagi sa fragmenting nuclei. Ang malalaking panloob na momenta na ito ay tumutugma sa maliliit (< 1 ферми) межнуклонным расстояниям. На таких (меньших размера нуклона) расстояниях использование нуклонов как квазичастиц для описания свойств ядерной материи представляется необоснованным, и могут проявляться эффекты ненуклонных степеней свободы в ядрах , , , . В глубоконеупругом рассеянии лептонов упомянутый диапазон внутренних импульсов соответствует значениям переменной Бьоркена хъ >1, kung saan ang mga cross section ay nagiging napakaliit.
Una sa lahat, tukuyin natin kung ano ang higit na mauunawaan ng terminong "cumulative particle" (tingnan, halimbawa, ang mga sanggunian dito). Particle c, ipinanganak sa reaksyon:
Ang Ar + Ac.^c + X, (1) ay tinatawag na "cumulative" kung ang sumusunod na dalawang kundisyon ay natutugunan:
1. ang particle c ay ipinanganak sa isang kinematic na rehiyon na hindi naa-access sa banggaan ng mga libreng nucleon na may parehong momentum bawat nucleon bilang nuclei Ai at Ac sa reaksyon (1);
2. particle c ay nabibilang sa fragmentation region ng isa sa mga nagbabanggaan na particle, i.e. dapat gawin din
St, - Yc\< \YAii - Ус| , (2) либо
YA"-Oo\ YA„ - Yc\ «- Ye\ = - Ye\ + \YAii - YAi\ . (4) Ito ay sumusunod mula sa pang-eksperimentong data (tingnan, halimbawa, , , , , , , , ) na para sa mga eksperimento sa isang nakapirming target, mahina ang hugis ng spectrum ng pinagsama-samang mga particle sa enerhiya ng banggaan, simula sa mga enerhiya ng insidente mga particle Tb > 3-1-GeV. Ang pahayag na ito ay inilalarawan sa Fig. 1, muling ginawa mula sa papel , na nagpapakita ng mga dependences sa enerhiya ng insidenteng proton: (b) ang ratio ng mga output ng pions ng iba't ibang mga palatandaan 7r~/7r+ at (a) ang parameter ng inverse slope ng spectrum To para sa pagtatantya ng Eda/dp - C exp(-Tx/To ) na mga cross section para sa produksyon ng mga pinagsama-samang pion na sinusukat sa isang anggulo na 180°. Nangangahulugan ito na ang pagsasarili ng hugis ng spectra mula sa pangunahing enerhiya ay nagsisimula sa pagkakaiba sa mga bilis ng nagbabanggaan na mga particle \YAii - YAi\> 2. Ang isa pang itinatag na pattern ay ang pagsasarili ng spectra ng pinagsama-samang mga particle mula sa uri ng particle kung saan nangyayari ang fragmentation (tingnan ang Fig. 2). Dahil ang disertasyon papel ay isinasaalang-alang ang pang-eksperimentong data sa fragmentation ng mga polarized deuteron sa pinagsama-samang mga pions, ang mga regularidad na itinatag sa mga reaksyon sa paggawa ng pinagsama-samang mga particle (depende sa atomic mass fragmenting nucleus, ang pag-asa sa uri ng nakitang particle, atbp.) ay hindi tatalakayin. Kung kinakailangan, makikita ang mga ito sa mga review: , , , . kanin. 1: Energy dependence ng incident proton (Tp) ng (a) ang reciprocal slope parameter To at (b) ang ratio ng mga output tt~/tt+ integrated simula sa pion energy na 100 MeV. Ang figure at data na minarkahan ng mga lupon ay kinuha mula sa . Ang data na minarkahan ng mga tatsulok ay binanggit mula sa . B.3 Paglalarawan ng mga polarized na estado ng mga particle na may spin 1 Para sa kaginhawahan ng karagdagang presentasyon, nagbibigay kami ng maikling pangkalahatang-ideya ng mga konsepto, , na ginagamit sa paglalarawan ng mga reaksyon ng mga particle na may spin 1. Sa ilalim ng ordinaryong mga pang-eksperimentong kondisyon, ang isang grupo ng mga particle na may spin (isang sinag o isang target) ay inilarawan ng isang density matrix p, ang mga pangunahing katangian kung saan ay ang mga sumusunod: 1. Normalization Sp(/5) = 1. 2. Hermitianity p = p+. Kasalukuyang eksperimento r Sanggunian 6 P-1-1-1-1-S f Kasalukuyang eksperimento T ▼ Sanggunian 6 L-S O - Si - Rb f d sh Variable ng pinagsama-samang scale xs kanin. Fig. 2: Pag-asa ng cross section para sa produksyon ng pinagsama-samang mga particle sa pinagsama-samang scaling variable xc (57) (tingnan ang Seksyon III.2) para sa fragmentation ng isang deuteron beam sa iba't ibang mga target sa pions sa zero angle. Larawang kuha mula sa trabaho. 3. Ang average ng operator O ay kinakalkula bilang (O) = Sp(Op). Ang polariseysyon ng isang ensemble (para sa definiteness, isang sinag) ng mga particle na may spin 1/2 ay nailalarawan sa pamamagitan ng direksyon at average na halaga ng spin. Tungkol sa mga particle na may spin 1, dapat na makilala ng isa ang pagitan ng vector at tensor polarizations. Ang terminong "tensor polarization" ay nangangahulugan na ang paglalarawan ng mga particle na may spin 1 ay gumagamit ng tensor ng pangalawang ranggo. Sa pangkalahatan, ang mga particle na may spin I ay inilalarawan ng isang tensor ng ranggo 21, kaya para sa I > 1 dapat na makilala ng isa ang pagitan ng mga parameter ng polarization ng ika-2, ika-3 na ranggo, atbp. Noong 1970, sa 3rd International Symposium on Polarization Phenomena, ang tinatawag na Madison Convention ay pinagtibay, na, sa partikular, ay kinokontrol ang notasyon at terminolohiya para sa mga eksperimento sa polariseysyon. Kapag nagre-record reaksyong nukleyar A(a, b)B sa itaas ng mga particle na tumutugon sa polarized state o kung saan ang polarization state ay sinusunod, ang mga arrow ay inilalagay. Halimbawa, ang notasyong 3H(c?,n)4He ay nangangahulugan na ang unpolarized na 3H na target ay binomba ng mga polarized deuteron d at ang polarisasyon ng mga nagresultang neutron ay sinusunod. Kapag pinag-uusapan natin ang pagsukat ng polarization ng isang particle b sa isang nuclear reaction, ibig sabihin natin ang proseso A(a,b)B, i.e. sa kasong ito, ang sinag at ang target ay hindi polarized. Ang mga parameter na naglalarawan sa mga pagbabago sa cross section ng reaksyon kapag ang beam o ang target (ngunit hindi pareho) ay polarized ay tinatawag na mga kapangyarihan sa pagsusuri ng reaksyon ng A(a, b)B. Kaya, bukod sa mga espesyal na kaso, ang mga polarization at analytical na kakayahan ay dapat na malinaw na nakikilala, dahil ang mga ito ay nagpapakilala ng iba't ibang mga reaksyon. Mga reaksyon tulad ng A (a, b) B, A (a, b) B, atbp. ay tinatawag na polarization transfer reactions. Ang mga parameter na nauugnay sa mga spin moment ng particle b at particle o ay tinatawag na polarization transfer coefficients. Ang terminong "spin correlations" ay inilapat sa mga eksperimento sa mga reaksyon ng anyong A(a, b)B at A(a, b)B, kung saan ang polarisasyon ng parehong nagreresultang mga particle ay dapat masukat sa parehong kaganapan. Sa mga eksperimento sa sinag mga polarized na particle(mga sukat ng mga kakayahan sa pagsusuri), alinsunod sa Madison Convention, ang z-axis ay nakadirekta kasama ang momentum ng beam particle kjn, ang y-axis ay nakadirekta sa kahabaan ng k(n x kout (i.e., patayo sa reaction plane), at ang x-axis ay dapat na nakadirekta upang ang resultang coordinate system ay kanang kamay. Ang estado ng polarization ng isang sistema ng mga particle na may spin / ay maaaring ganap na ilarawan ng (21+1)2 - 1 na mga parameter. Kaya, para sa mga particle na may spin 1/2, ang tatlong parameter na pi ay bumubuo ng vector p, na tinatawag na polarization vector. Ang expression sa mga tuntunin ng spin 1/2 operator, na tinutukoy ng c, ay ang sumusunod: Pi = fa) , i = x,y,z , (5) kung saan ang mga anggulong bracket ay nangangahulugang pag-average sa lahat ng particle ng ensemble (sa aming kaso, ang beam). Ang ganap na halaga ng p ay limitado< 1. Если мы некогерентно смешаем п+ частиц в чистом спиновом состоянии, т.е. полностью поляризованных в некотором данном направлении, и частиц, полностью поляризованных в противоположном направлении, поляризация составит р - , или p = N+-N- , (6) если под iV+ = и AL = п™+п понимать долю частиц в каждом из двух состояний. Dahil ang polarization ng mga particle na may spin 1 ay inilarawan ng isang tensor, ang representasyon nito ay nagiging mas kumplikado at hindi gaanong nakikita. Ang mga parameter ng polarization ay ilang nakikitang dami ng spin operator 1, S. Dalawang magkakaibang hanay ng mga kahulugan para sa kaukulang mga parameter ng polarization ang ginagamit - ang Cartesian tensor moments Pi, pij at ang spin tensors tkq . Sa mga coordinate ng Cartesian, ayon sa Madison Convention, ang mga parameter ng polarization ay tinukoy bilang Pi - (Si) (polarization ng vector), (7) 3 u - -(SiSj + SjSi) - 25ij (polarization ng tensor), (8) = 5(5 + 1) =2 , (9) r mayroon tayong koneksyon Pxx+Pyy+Pzz = 0 . (sampu) Kaya, ang tensor polarization ay inilarawan ng lima mga independiyenteng dami(pxx, pyy, xy, pxz, pyz), na, kasama ang tatlong bahagi ng polarization vector, ay nagbibigay ng walong parameter para sa paglalarawan ng polarized na estado ng isang particle na may spin 1. Ang kaukulang density matrix ay maaaring isulat bilang: P = \( 1 + + SjSi)) . (labing isang) Ang paglalarawan ng estado ng polariseysyon sa mga tuntunin ng mga tensor ng pag-ikot ay maginhawa, dahil mas madali sila kaysa sa mga Cartesian, binago sila sa panahon ng mga pag-ikot ng sistema ng coordinate. Ang mga spin tensor ay nauugnay sa isa't isa sa pamamagitan ng sumusunod na relasyon (tingnan ang): tkq - N Y,(kiqik2q2\kq)ikiqiik2qz > (12) 9192 kung saan ang q\k2q2\kq) ay ang Clebsch-Gordan coefficients, at ang N ay ang normalization coefficient na pinili upang ang kundisyon Sp(MU) = (2S + l)6kkl6qqi . (labing tatlo) Ang pinakamababang spin moments ay: Yu \u003d 1 5 h o - Sz, h -1 \u003d ^ (Sx - iSy) . Para sa spin I, ang index k ay mula 0 hanggang 21, at |d|< к. Отрицательные значения q могут быть отброшены, поскольку имеется связь tk q = (-1)Ч*к + . Для спина 1 сферические тензорные моменты определяются как Kaya, ang vector polarization ay inilalarawan ng tatlong parameter: ang real tw at ang complex tw, at ang tensor polarization ay inilalarawan ng limang parameter: ang real tw at ang complex tw hi Susunod, isinasaalang-alang namin ang sitwasyon kapag ang spin system ay may axial symmetry tungkol sa axis ((iiwan namin ang notation l para sa coordinate system na nauugnay sa reaksyon na isinasaalang-alang, tulad ng inilarawan sa itaas). espesyal na kaso ay kagiliw-giliw na ang mga sinag mula sa mga pinagmumulan ng mga polarized ions ay karaniwang mayroon axial symmetry. Isipin natin ang ganoong estado bilang isang hindi magkakaugnay na timpla na naglalaman ng fraction N+ ng mga particle na may mga spin sa kahabaan ng C, ang fraction na AL ng mga particle na may mga spin along, at ang fraction No ng mga particle na may spins na pantay na ipinamamahagi sa mga direksyon sa eroplano na patayo sa. kaso, dalawang polarization moment lang ng beam ang nonzero, t\o (o p^) at t2o (o p^). Idirekta natin ang quantization axis sa kahabaan ng axis ng symmetry £ at palitan ang t ng r at z ng (. Maliwanag na ang (5^) ay katumbas lamang ng N+ - N-, at alinsunod sa (15) at (7) : 15) vector polarization), t2i = -^((Sx.+ iSy)Sg.+ Sg(Sx+iSy)) , t22 = f((Sx + iSy)2) tensor polarization). 17) (N+ - N-) (polarisasyon ng vector). Mula sa (16) at (8) ay sinusundan iyon T20 = ^=(1 - 3Nq) o PCC = (1-3b) kung saan ginagamit na (N+ + N-) = (1 - Hindi). Kung ang lahat ng mga sandali ng 2nd rank ay wala (N0 = 1/3), ang isa ay nagsasalita ng isang purong vector beam polarization. Ang pinakamataas na posibleng halaga ng polariseysyon ng naturang beam ay r0ax- - y2/3 o (19) pmax. 2/3 (puro vector polarization). Para sa kaso ng puro tensor polarization (mu = 0), mula sa mga equation (17) at (18) nakukuha namin -\/5<Т2О<-7= ИЛИ (20) л/2 2 < рсс < +1 . Ang mas mababang limitasyon ay tumutugma sa No - 1, ang itaas na - AG+ = AL = 1/2. Sa pangkalahatang kaso, ang symmetry axis ξ ng isang polarized beam mula sa isang source ay maaaring arbitraryong i-orient nang may paggalang sa coordinate system na xyz na nauugnay sa reaksyon na isinasaalang-alang. Ipahayag natin ang mga sandali ng pag-ikot sa sistemang ito. Kung ang oryentasyon ng axis (ay ibinibigay ng mga anggulo /3 (sa pagitan ng z at C axes) at φ (pag-ikot ng -φ sa paligid ng z axis ay nagdadala ng C axis sa yz plane), tulad ng ipinapakita sa Fig. 3, at sa C frame ang beam polarizations ay katumbas ng T20, kung gayon ang tensor moments sa xyz system ay: Vector moments: Tensor moments: 10 = r10COS/3 , t20 = -7p(3cOS2/? - 1) , (21) itn = ^Lsin/fe4*-. t2l = sinPcosRe(f, l/2 l/2 Sa pangkalahatang kaso, ang invariant na cross section a = Eda/dp ng reaksyon A(a, b)B ay isinulat bilang: st = ao(Etkqnq) . (22) k,q Ang mga halaga ng Tkq ay tinatawag na mga kakayahan sa pagsusuri ng reaksyon. Inirerekomenda ng Madison Convention ang pagtatalaga ng mga kapangyarihan sa pagsusuri ng tensor bilang Tkq (spherical) at A;, Lu (Cartesian). Apat na kakayahan sa pagsusuri - vector gTz at tensor Ty, T2\ at T22 kanin. 3: Oryentasyon ng symmetry axis £ ng polarized beam na may kinalaman sa xyz coordinate system na nauugnay sa reaksyon, ang xz ay ang eroplano ng reaksyon, (3 ang anggulo sa pagitan ng z axes (direksyon ng incident beam) at rotation na- Dinadala ng f sa paligid ng z axis ang £ axis sa yz plane. Ang mga ito ay wasto dahil sa parity conservation, at Ty = 0. Isinasaalang-alang ang mga paghihigpit na ito, ang equation (22) ay nasa anyong: sg =<70-. Sa mga coordinate ng Cartesian, ang parehong seksyon ay nakasulat bilang: 3 1 2 1 a - isang daang tkq , (25) i.e. ang kapangyarihan ng pagsusuri ng vector ay katumbas ng polarisasyon ng vector sa reverse reaction: T2l = -^r.reaksyon. ^(2?) Para sa elastic scattering, kapag ang tugon ay magkapareho sa kabaligtaran nito, ang vector polarization ay katumbas ng vector analysis power. Samakatuwid, sa ilang mga papel sa pag-aaral ng pagkalat ng mga polarized na particle, ang isa ay nagsasalita ng mga sukat ng polariseysyon, kapag, mahigpit na nagsasalita, ang kapangyarihan ng pagsusuri ay sinusukat. Gayunpaman, para sa nababanat na pagkakalat ng mga deuteron kinakailangan na makilala sa pagitan ng kapangyarihan sa pagsusuri at polarisasyon £21 dahil sa pagkakaiba sa tanda. B.4 Maikling pagsusuri ng data sa reaksyon ng fragmentation ng mga deuteron sa pinagsama-samang mga proton Ibigay natin sa madaling sabi ang mga kasalukuyang kilalang resulta ng pag-aaral ng reaksyon ng fragmentation ng mga deuteron sa mga proton d(pd > 1 GeV/c) + А р(® = 0°) + X , (28) dahil kakailanganin ang mga ito kapag nag-uudyok sa isinaalang-alang ang mga sukat sa gawaing thesis at tinatalakay ang mga nakuhang resulta. Sa loob ng dalawampung taon ng pananaliksik sa reaksyon (28) na may mga polarized at unpolarized na deuteron, isang malaking halaga ng eksperimental na data ang naipon, na nagpasimula ng paglitaw ng isang bilang ng mga teoretikal na modelo na naglalayong ilarawan ang istraktura ng deuteron at ang mekanismo ng reaksyon. Ang reaksyong ito ay may pinakamalaki, kung ihahambing sa pagkapira-piraso sa iba pang mga hadron, cross section, at isang malinaw na interpretasyon sa loob ng balangkas ng impulse approximation. Sa kasong ito, ang pangunahing kontribusyon sa cross section ay nagmumula sa mekanismo ng manonood, na inilalarawan ng diagram na ipinapakita sa Fig. 4. kanin. 4: Spectator diagram para sa fragmentation ng isang deuteron sa isang proton. Para sa isang dalawang bahagi (S- at D-wave) deuteron wave function (mula rito ay tinutukoy bilang "WFD"), ang differential cross section (Eda/dp) at ang tensor analyzing power T20 ay isinulat tulad ng sumusunod: E~(p)^(u2(k)+w2(k)) , . , 2u(k)w(k) -w2(k)/V2 da u2(k) + w2(k) Narito ang p ay ang momentum ng nakitang proton, at at w ang mga bahagi ng radial ng PFD para sa S at D waves, ayon sa pagkakabanggit. Dahil sa mahalagang papel ng relativistic effect, ang relasyon sa pagitan ng variable k, na gumaganap ng papel ng panloob na momentum ng nucleon sa deuteron, at ang momentum ng nakarehistrong proton ay nakasalalay sa paraan ng paglalarawan ng deuteron. Ito ay dahil sa pangunahing imposibilidad na maghiwalay , ang paggalaw ng sentro ng masa at ang kamag-anak na paggalaw sa isang sistema ng mga particle na gumagalaw na may relativistic velocities. Sa pangkalahatan, ang paraan ng relativization ng WFD, i.e. ang paraan kung saan ang mga relativistic na epekto ay isinasaalang-alang dito ay isa sa mga pangunahing pagkakaiba sa pagitan ng mga teoretikal na modelo na ginamit upang ilarawan ang reaksyon (28). Samakatuwid, kapag inihahambing ang pang-eksperimentong data sa mga teoretikal na modelo, ang tiyak na paraan ng relativization ng PFD ay espesyal na itinatakda, ngunit dito tayo ay aasa sa tinatawag na minimum relativization scheme. Ang scheme ng minimal relativization ay ang pagsasaalang-alang ng WFD sa dynamics sa light front na may nakapirming pagpipilian ng direksyon ng light front (z + t = 0). Ang pamamaraang ito, tila, ay unang iminungkahi sa at malawakang ginamit sa paglalarawan ng pinagsama-samang relativistic system (tingnan, halimbawa, , , , ). Sa ganitong paraan, ang momentum p ng nakitang proton at ang panloob na momentum k ng nucleon sa deuteron ay nauugnay sa relasyon: m, M ay ang mga masa ng proton at deuteron, p, d ang kanilang tatlong-dimensional na momenta. Ang mga nonrelativistic na function depende sa A ay ginagamit bilang wave function; at pinarami ng normalization factor 1/(1 - a). Ang fragmentation cross section ng mga unpolarized deuteron sa mga proton sa zero angle ay pinag-aralan sa hanay mula 2.5 hanggang 17.8 GeV/c ng momentum ng mga pangunahing deuteron sa mga gawa , , , , , , . Sa kabuuan, ang eksperimentong spectra na nakuha ay mahusay na inilarawan ng spec 32) sa pamamagitan ng mekanismo ng tator gamit ang karaniwang tinatanggap na WFD, halimbawa, Reid o Paris WFD. 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 k. GeV/c kanin. 5: Nucleon relative momentum distribution sa deuteron na nakuha mula sa experimental data para sa iba't ibang reaksyon na kinasasangkutan ng deuteron. Larawang kuha mula sa trabaho. Kaya, mula sa Fig. Ipinapakita ng Figure 5 na ang mga distribusyon ng momentum ng mga nucleon sa deuteron ay nasa mabuting pagkakasundo, na nakuha mula sa data para sa mga reaksyon: hindi nababanat na scattering ng mga electron sa deuteron d(e,e")X , elastic proton-deuteron backscattering p(d, p)d , at breakup deuteron.Maliban sa hanay ng internal momenta k mula 300 hanggang 500 MeV/c, ang data ay inilalarawan ng mekanismo ng manonood gamit ang Paris PFD.Upang ipaliwanag ang pagkakaiba sa rehiyong ito, gumamit ng mga karagdagang mekanismo. Sa partikular, isinasaalang-alang ang kontribusyon mula sa muling pagkalat ng pion sa intermediate na estado , , ginagawang posible na kasiya-siyang ilarawan Gayunpaman, ang kawalan ng katiyakan sa mga kalkulasyon ay humigit-kumulang 50% dahil sa kawalan ng katiyakan sa kaalaman ng vertex function irN, na, bukod dito, , sa ganitong mga kalkulasyon ay dapat na malaman off-shell. Upang maipaliwanag ang pang-eksperimentong spectra, isinasaalang-alang namin ang katotohanan na para sa malaking panloob na momenta (i.e. maliit na mga distansya ng internucleon 0.4 1.2 2.0 2. Inn - 0.2/k), maaaring lumitaw ang non-nucleon degrees of freedom. Sa partikular, sa gawaing iyon, isang admixture ng anim na quark component \6q) ang ipinakilala, ang posibilidad na kung saan ay ~ 4%. Kaya, mapapansin na, sa kabuuan, ang spectra ng mga proton na nakuha sa panahon ng fragmentation ng mga deuteron sa mga proton sa zero na anggulo ay maaaring ilarawan hanggang sa panloob na momenta ng ~ 900 MeV/c. Sa kasong ito, kinakailangang isaalang-alang ang mga diagram na sumusunod pagkatapos ng momentum approximation, o baguhin ang PFD na isinasaalang-alang ang posibleng pagpapakita ng nonnucleon degrees ng kalayaan. Ang polarization observable para sa deuteron breakup reaction ay sensitibo sa relatibong kontribusyon ng mga bahagi ng PFD na tumutugma sa iba't ibang angular momenta, kaya ang mga eksperimento na may mga polarized deuteron ay nagbibigay ng karagdagang impormasyon tungkol sa istruktura ng deuteron at mga mekanismo ng reaksyon. Sa kasalukuyan, mayroong malawak na pang-eksperimentong data sa tensor analyzing power ng T20 para sa breakup reaction ng tensorically polarized deuteron. Ang kaukulang expression sa mekanismo ng manonood ay ibinigay sa itaas, tingnan ang (30). Ang pang-eksperimentong data para sa Tad, na nakuha sa mga gawa , , , , , , , , , ay ipinapakita sa Fig. 6, na nagpapakita na simula sa panloob na momenta ng pagkakasunud-sunod ng 0.2 - f - 0.25 GeV/c, ang data ay hindi inilalarawan ng mga maginoo na dalawang bahagi na PFD. Pinapahusay ng accounting para sa pakikipag-ugnayan sa huling estado ang kasunduan sa pang-eksperimentong data hanggang sa momenta ng pagkakasunud-sunod na 0.3 GeV/c. Ang accounting para sa kontribusyon ng anim na quark component sa deuteron ay nagbibigay-daan sa isa na ilarawan ang data hanggang sa panloob na momenta ng pagkakasunud-sunod na 0.7 GeV/c. Ang pag-uugali ng T20 para sa momenta ng pagkakasunud-sunod ng 0.9 -f-1 GeV/c ay nasa pinakamahusay na kasunduan sa mga kalkulasyon sa loob ng balangkas ng QCD gamit ang paraan ng pinababang nuclear amplitudes , , na isinasaalang-alang ang antisymmetrization ng mga quark mula sa iba't ibang mga nucleon. Kaya, pagbubuod sa itaas: 1. Ang pang-eksperimentong data para sa cross section para sa fragmentation ng mga unpolarized deuteron sa mga proton sa zero angle ay maaaring ilarawan sa mga tuntunin ng nucleon model. 2. Ang data para sa T20 sa ngayon ay inilarawan lamang na may kinalaman sa mga di-nucleon na antas ng kalayaan. B.5 Layunin at istruktura ng thesis Ang layunin ng gawaing disertasyon na ito ay upang makakuha ng pang-eksperimentong data sa kakayahan sa pagsusuri ng tensor ng reaksyon ng T20 Ta, para sa df *12C-> p(O") + X 0 200 400 600 800 1000 k (MeV/c) kanin. 6: Tensor analysis power ng T2o deuteron decay reaction. Larawang kuha mula sa trabaho. 60) fragmentation ng tensor polarized deuteron sa pinagsama-samang (subthreshold) pions sa zero angle sa iba't ibang target, pati na rin ang paglikha software para sa mga sistema ng pagkuha ng data ng mga eksperimentong pasilidad na nagsasagawa ng mga pagsukat ng polarization sa LHE accelerator complex. Sa istruktura, ang gawaing disertasyon ay binubuo ng isang panimula, tatlong kabanata at isang konklusyon.
Mga katulad na tesis sa espesyalidad na "Physics of the atomic nucleus and elementary particles", 01.04.16 VAK code
Pag-aaral ng angular dependence ng mga kakayahan sa pagsusuri ng reaksyon dd→3Hp sa enerhiya na 200 MeV 2010, Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences Alexey Konstantinovich Kurilkin
Pagsukat ng mga kakayahan sa pagsusuri ng tensor at vector ng inelastic scattering ng mga polarized deuteron sa mga proton sa rehiyon ng Roper resonance at delta isobar excitation energies 2001, kandidato ng pisikal at mathematical sciences Malinina, Lyudmila Vladimirovna
Mass Spectrum ng Bethe-Salpeter Equation at Relativistic Effects sa Proton-Deuteron Scattering 2001, kandidato ng pisikal at matematikal na agham Semikh, Sergey Sergeevich
Pag-aaral ng mga kakayahan sa pagsusuri ng mga reaksyon dd→pX at d12C→pX sa intermediate energies 2011, Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences Kiselev, Anton Sergeevich
Paglikha ng polarized hydrogen-deuterium gas target para sa ANKE experiment sa internal beam ng storage ring ng COZY accelerator 2007, kandidato ng pisikal at mathematical sciences Grigoriev, Kirill Yurievich
Konklusyon ng disertasyon sa paksang "Physics ng atomic nucleus at elementarya na mga particle", Isupov, Alexander Yurievich
KONGKLUSYON
Bumuo tayo ng mga pangunahing resulta at konklusyon ng gawaing disertasyon:
1. Sa unang pagkakataon, ang halaga ng tensor analyzing power Т2о ay sinusukat sa reaksyon d + А -7Г±(@ = 0°) + X fragmentation ng tensor polarized deuteron sa pinagsama-samang mga pions sa zero angle sa dalawang formulations:
Para sa isang nakapirming pion momentum pn = 3.0 GeV/c para sa deuteron momentum pd sa hanay mula 6.2 hanggang 9.0 GeV/c;
Para sa isang nakapirming deuteron momentum pa = 9.0 GeV/c para sa pion momenta Pt sa hanay mula 3.5 hanggang 5.3 GeV/c.
2. Ang sinusukat na halaga ng tensor analyzing power T20 ay hindi nakadepende sa atomic mass A ng target nucleus sa interval A = 1->-12.
3. Ang sinusukat na halaga ng T2o ay hindi nakadepende sa tanda ng nakarehistrong pion.
4. Ang sinusukat na halaga ng T20 ay hindi kahit na qualitatively na inilarawan ng kasalukuyang kilalang teoretikal na pagkalkula sa momentum approximation sa nucleon model ng deuteron.
5. Ang isang distributed data collection at processing system qdpb ay nilikha, na nagbibigay ng batayan para sa pagbuo ng data collection system para sa mga eksperimentong installation.
6. Batay sa qdpb system, isang data acquisition system na DAQ SPHERE ang ginawa, na ginagamit hanggang ngayon sa 8 session sa extracted beam ng Synchrophasotron at Nuclotron LHE.
7. Sa batayan ng qdpb system, ang mga sistema ng pagkolekta ng data ay nilikha para sa LHE polarimeters: mataas na enerhiya sa na-extract na sinag, pati na rin sa panloob na target ng Nuclotron - ang vector polarimeter at kasunod - ang vector-tensor polarimeter.
Sa konklusyon, nais kong pasalamatan ang pamunuan ng High Energy Laboratory at personal na A.I. Malakhov, pati na rin ang mga kawani ng accelerator complex at ang pinagmulan ng POLARIS, na sa loob ng maraming taon ay nagbigay ng pagkakataon na magsagawa ng eksperimentong gawain, ang mga resulta kung saan naging batayan ng iniharap na gawaing disertasyon.
Ipinapahayag ko ang aking malalim na pasasalamat sa aking mga superbisor - A. Glitvinenko, kung wala ang tulong nito ay hindi matatapos ang gawaing ito sa disertasyon sa trabaho at buhay, at L. S. Zolin, na nagpasimula ng parehong setting ng inilarawan na mga eksperimento at marami sa mga teknikal na pag-unlad na kasama sa gawaing ito.
Itinuturing kong isang kaaya-ayang pangangailangan na ipahayag ang aking taos-pusong pasasalamat kay I.I. Migulina para sa moral na suporta, na hindi maaaring labis na tantiyahin, pati na rin sa maraming taon ng trabaho bilang bahagi ng pakikipagtulungan ng SPHERE, ang mga resulta kung saan lubos na pinadali ang paghahanda ng gawaing disertasyon .
Itinuturing kong tungkulin kong pasalamatan ang aking mga kasamahan na K.I. Gritsai, S.G. Reznikov, V.G. Olshevsky, S.V. Afanasiev, A.Yu. sa mga propesyonal (at hindi lamang) mga paksa, pati na rin ang lahat ng mga kalahok sa pakikipagtulungan ng SPHERE sa nakalipas na dekada, dahil walang sila ay magiging ganap na imposibleng makuha ang mga resulta na ipinakita sa papel na ito.
Espesyal na salamat sa may-akda - L.S. Azhgirey at V.N. Zhmyrov, mga empleyado ng LHE high-energy polarimeter, at gayundin sa yumaong G.D. Stoletov para sa mabungang pakikipagtulungan, na humantong sa paglikha ng modernong polarimetric software.
Nagpapasalamat ako kina Yu.K. Pilipenko, N.M. Piskunov at V.P. Ladygin, na sa iba't ibang panahon ay nagpasimula ng ilan sa mga pag-unlad na kasama sa gawaing disertasyon.
Listahan ng mga sanggunian para sa pananaliksik sa disertasyon Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences Isupov, Alexander Yurievich, 2005
1. A.M. Baldin. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 8(3), 429, (1977).
2. A.V. Efremov. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 13(3), 613, (1982).
3. V.S.Stavinsky. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 10(5), 949, (1979).
4. V.K.Lukyanov at A.I.Titov. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 10(4), 815, (1979).
5. O.P. Gavrishchuk et al. Nuclear Physics A, A(523), 589, (1991).
6. I.M. Belyaev, O.P. Gavrishchuk, L.S. Zolin, at V.F. Peresedov. Nuclear Physics, 56(10), 135, (1993).
7. N.A. Nikiforov et al. Phys. Rev. C, C(2), 700, (1980).
8. S. V. Boyarinov et al Nuclear Physics, 50(6), 1605, (1989).
9. S. V. Boyarinov et al Nuclear Physics, 54(1), 119, (1991).
10. K.V. Alanakyan et al. Nuclear Physics, 25, 545, (1977).
11. L. Anderson et al. Phys. Rev. C, C28(3), 1224, (1983).
12 E. Moeller et al. Phys. Rev. C, C28(3), 1246, (1983).
13. A. M. Baldin. Nuclear Physics A, A(434), 695, (1985).
14. V. V. Burov, V. Klukyanov at A. I. Titov. Komunikasyon ng JINR, P2-10244, (1976).
15. A. M. Baldin. JINR Communications, E2-83-415, (1983).
16. A.V. Efremov et al. Sa Proceedings of the Xlth International Seminar on High Energy Physics Problems, ISHEPP"92, pahina 309, Dubna, Russia, (1992). JINR, Dubna, 1994.
17. Pakikipagtulungan ng BCDMS. JINR Communications, El-93-133, (1993).
18. A. G. Litvinenko, A. I. Malakhov, at P. I. Zarubin. Variable ng Scale para sa Paglalarawan ng Cumulative Particle Production sa Nucleus-Nucleus Collisions. JINR Rapid Communications, l58]-93, 27-34, (1993).
19. L.S. Schroeder. Phys. Rev. Lett., 43(24), 1787, (1979).
20. I.M. Belyaev et al. JINR Preprint, Р1-89-463, (1989).
21. A. M. Baldin et al Nuclear Physics, 20, 1201 (1979).
22. Yu.S. Nuclear Physics, 60(6), 1070-1077, (1997).
23. W. Haeberli. Ann. Sinabi ni Rev. Nucl. Sci. 17, 373 (1967).
24. L. Ilapidus. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 15(3), 493, (1984).
25. H. H. Barshall at W. Haeberli. Sa Proc. 3rd Int. Symp. Polarization Phenomena Nucl. Mga Reaksyon, pahina XXV, Madison, USA, (1970). Univ. ng Wisconsin Press, Madison, 1971.
26. LJ.B.Goldfarb. Nucl. Phys., 7, 622 (1958).
27. W.Lakin. Phys. Rev. 98, 139 (1955).
28. D.M. Brink at G.R. Stachler. Angular na Sandali. Oxford Claredon Press, (1968).
29. G. R. Satchler. Nucl. Phys., 8, 65 (1958).
30. L.C. Biedenharn. Nucl. Phys., 10, 620 (1959).
31. L. DLandau at E.M. Lifshits. Teorya sa larangan. Science, M., ika-7 ed., (1988).
32. V.A. Karmanov. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 19(3), 525, (1988).
33. P.A.M. Dirak. Rew.Mod.Phys., 21(3), 392-399, (1949).
34. L.A. Kondratyuk at M.V. Terentiev. Nuclear Physics, 4, 1044, (1980).
35. L. L. Frankfurt at M. I. Strikman. Phys. Rep., 76, 215 (1981).
36. A.P. Kobushkin. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 12, 487 (1986).
37. G. Ilykasov. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 24(1), 140, (1993).
38. V. G. Ableev et al. JETP Lett., 37, 196 (1983).
39. V. G. Ableev et al. Nuclear Physics A, A(393), 491, (1983).
40. V. G. Ableev et al. Nuclear Physics A, A(411), 541e, (1983).
41. A. M. Baldin et al. JINR Preprint, P1-11168, (1977).
42. V. G. Ableev et al. JINR Rapid Communications, l52]-92, 10, (1992).
43. V.V. Glagolev et al. Z.Phys.A, A(357), 608, (1997).
44. R. V. Reid. Ann Phys. (N.Y.), 50, 411, (1968).
45 M. Lancombe et al. Phys. Lett. B, B(101), 139, (1981).
46. A.P. Kobushkin. Sa Proceedings of the International Symposium DEUTERON"93, DEUTERON"93, Dubna, Russia, (1993). JINR, Dubna, 1994.
47. P.Bosted. Phys. Rev. Lett., 49, 1380 (1982).
48 P. Berset et al. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 8, Llll, (1982).
49. M.A. Braun at V.V. Vechernin. Nuclear Physics, 28, 1446, (1978).
50. M.A. Braun at V.V. Vechernin. Nuclear Physics, 46, 1579, (1986).
51. M.A. Ignatenko at G. Ilykasov. Nuclear Physics, 48, 1080, (1987).
52. A. Kobushkin at L. Vizireva. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 8, 893 (1982).
53. C. F. Perdrisat. Phys. Rev. Lett., 59, 2840 (1987).
54. V. Punjabi et al. Phys. Rev. C, C39, 608, (1989).
55. V. G. Ableev et al. JETP Lett., 47, 558 (1988).
56. V. G. Ableev et al. JINR Rapid Communications, 443]-90, 5, (1990).
57. N. T. Cheung et al. Phys. Lett. B, B(284), 210, (1992).
58. V. Kuehn et al. Phys. Lett. B, B(334), 298, (1994).
59. T.Aono et al. Phys. Rev. Lett., 74, 4997 (1995).
60. L.S. Azhgirey et al. Phys. Lett. B, B(387), 37, (1996).
61. L.S. Azhgirey et al. JINR Rapid Communications, 377]-96, 23, (1996).
62. M. G. Dolidze at G. I. Lykasov. Z.Phys.A, A(335), 95, (1990).
63. M. G. Dolidze at G. I. Lykasov. Z.Phys.A, A(336), 339, (1990).
64. A.P. Kobushkin. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 19, (1993).
65. S. J. Brodsky at J. R. Hiller. Phys. Rev. C, C(28), 475, (1983).
66. L.S. Azhgirey et al. Mga instrumento at eksperimentong pamamaraan, 1, 51, (1997).
67. Yu.S. Anisimov, A.Yu. Mga Liham kay ECHAYA, 1(1 118]), 68-79, (2004).
68. Yu.S. Maikling komunikasyon JINR, 573]-95, 3M0,1995).
69. S.Afanasiev,., A.Yu.Isupov, T.Iwata, et al. Tensor Analyzing Power T20 para sa Cumulative Pion Production mula sa Deuterons sa GeV Energy Region. Nuclear Physics A, A(625), 817-831, (1997).
70. S.V.Afanasiev, A.Yu.Isupov, et al. Fragmentation ng Tensor Polarized deuteron sa pinagsama-samang mga pion. Phys. Lett. B, B(445), 14-19, (1998).
71. K.I.Gritsaj at A.Yu.Isupov. Isang Pagsubok ng Naipamahagi na Portable Data Acquisition at Processing System Implementation: ang qdpb Data
72. Pagproseso gamit ang mga branch point. JINR Communications, E10-2001-116, 1-19, (2001).
73. A.Yu.Isupov. Mga sistema ng pagkuha ng data para sa mataas na enerhiya at mga panloob na target na polarimeter ng Nuclotron na may access sa network sa mga resulta ng pagkalkula ng polarization at raw data. Czech. J Phys. Suppl., A55, A407-A414, (2005).
74. L. Zolin, A. Litvinenko, at P. Rukoyatkin. Ang Pag-aaral ng Tensor Analyzing Power sa Cumulative Particle Production sa isang Polarized Deuteron Beam sa Dubna Synchrophasotron. JINR Rapid Communications, 1 69]-95, 53, (1995).
75. N.S. Amelin at G. Ilykasov. Nuclear Physics, 33, 100, (1981).
76. S. L. Belostozky et al. Phys. Lett. B, B(124), 469, (1983).
77. SL Belostotsky et al Nuclear Physics, 42, 1427, (1985).
78. O.P. Gavrishchuk et al. Phys. Lett. B, B(255), 327, (1991).
79. I.M.Belyaev et al. JINR Rapid Communications, 228]-88, (1988).
80. O.P. Gavrishchuk, L.S. Zolin at I.G. Kosarev. Komunikasyon ng JINR, R1-91-528, (1991).
81. L.S. Azhgirey et al. JINR Communications, El-94-155, (1994).
82. A.A. Nomofilov et al. Phys. Lett. B, B(325), 327, (1994).
83. I.M. Sitnik et al. Sa Proceedings of the Xlth International Seminar on High Energy Physics Problems, ISHEPP"92, pahina 443, Dubna, Russia, (1992). JINR, Dubna, 1994.
84. L. L. Frankfurt at M. I. Strikman. Nuclear Physics A, A(407), 557, (1983).
85. M.V. Tokarev. Sa Proceedings of the International Workshop DEUTERON"91, tomo E2-92-25 ng DEUTERON"91, pahina 84, Dubna, Russia, (1991). JINR, Dubna, 1992.
86. I.B. Issinsky et al. Acta Phys. Polonica, 25, 673 (1994).
87. A. A. Belushkina et al. Sa Proc. ng 7th Int. Symp. sa High Energy Spin Physics, volume 2, pahina 215, Protvino, USSR, (1986). IHEP, Serpukhov, 1987.
88. L. S. Zolin, A. G. Litvinenko, Yu. K. Pilipenko, S. G. Reznikov, P. A. Rukoyatkin, at V. V. Fimushkin. Pagsubaybay sa tensor polarization ng high-energy deuteron beams. Maikling komunikasyon JINR, 288]-98, 27-36, (1998).
89. V. G. Ableev et al. Nucl. Instr. at Meth. sa Phys. Res., A(306), 73, (1991).
90. Yu.E.
91. S.A. Averichev et al. Komunikasyon ng JINR, P1-85-512, (1985).
92. R. Brun et al. GEANT Users Guide., volume Entry W5013 ng CERN Program Library. CERN, Geneva, Switzerland, (1994).
93. A.M. Baldin et al. Komunikasyon ng JINR, 1-82-28, (1982).
94. I.Kh. Atanasov at I.R. Rusanov. Preprint JINR, Р13-2000-123, (2000).
95. Maurice J. Bach. Ang disenyo ng operating system ng UNIX. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1986).
96. U. Vahalia. UNIX internals: ang mga bagong hangganan. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1996).
97. D. Burckhart et al. Pagsusuri at Mga Prospect ng CASCADE Data Acquisition System sa CERN. Sa Proc. ng Conf on Real-Time Applications of Computers in Nuclear, Particle and Plasma Physics, East Lansing, Michigan, USA, (1995).
98. V. G. Olshevsky at V. Yu. Pomyakushin. Gamit ang OS UNIX sa control computer ng pag-install ng MYUSPIN. Mga Komunikasyon ng JINR, Р10-94-416, 1, (1994).
99. K. I. Gritsay at V. G. Olshevsky. Software package para sa pagtatrabaho sa CAMAC sa FreeBSD operating system. Mga Komunikasyon ng JINR, Р10-98-163, 1, (1998).
100. I. Churin at A. Georgiev. Microprocessing at Microprogramming, 23, 153 (1988).
101. V. A. Antyukhov, N. I. Zhuravlev, S. V. Ignatiev, G. Kraipe, A. V. Malyshev, T. Opalek, V. T. Sidorov, A. N. Sinaev, A. A. Stakhin at I.N. Churin. Mga digital na bloke sa pamantayan ng CAMAC (isyu XVIII). Komunikasyon JINR, R10-90-589, 20, (1990).115116117118119120121122123124
102. V. A. Antyukhov, N. I. Zhuravlev, S. V. Ignatiev, G. Kraipe,
103. A. V. Malyshev, T. Opalek, V. T. Sidorov, A. N. Sinaev, A. A. Stakhin, at I. N. Churin. Mga digital na bloke sa pamantayan ng CAMAC (isyu XVIII). Mga Komunikasyon ng JINR, R10-90-589, 16, (1990).
104. S.N. Bazylev, V.M. Slepnev, at N.A. Shutova. CAMAC SSRS4 crate controller batay sa isang kumpletong IBM PC. Mga Pamamaraan ng XVII International Symposium on Nuclear Electronics; NEC "1997, p. 192, Varna, Bulgaria, (1997). JINR, Dubna, 1998. http://afi.jinr.ru/ccpc .
105. Valerie Quercia at Tim O "Reilly. Volume Three: X Window System User" s Guide. O "Reilly & Associates, (1990).
106. R. Brun, N. Buncic, V. Fine, at F. Rademakers. UGAT. Manwal ng Sanggunian ng Klase. CodeCERN, (1996). Tingnan din ang http://root.cern.ch/.
107. R. Brun at F. Rademakers. ROOT Isang Object Oriented Data Analysis Framework. Sa Proc. ng AIHENP"96 Workshop, volume A(389) ng Nucl.Instr.and Meth.in Phys.Res. (1997), pahina 81-86, Lausanne, Switzerland. Tingnan din ang http://root.cern.ch/ .
108. R. Brun, N. Buncic, V. Fine, at F. Rademakers. UGAT. Pangkalahatang-ideya. CodeCERN, (1996). Tingnan din ang http://root.cern.ch/.
109. R. Brun at D. Lienart. HBOOK Users Guide., volume Entry Y250 ng CERN Program Library. CERN, Geneva, Switzerland, (1987).
110. N.G. Anishchenko et al. Sa Proc. ng 5th Int. Symp. sa High Energy Spin Physics, volume 95 ng AIP Conf, pahina 445, Brookhaven, New York, (1982). AIP, New York, 1983.
111. V.S. Barashenkov at N.V. Slavin. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 15(5), 997, (1984).
112. L.S. Azhgirey et al. Differential cross section, tensor Ayy at vector Ay na sinusuri ang mga kakayahan ng 12C(d, p)X na reaksyon sa 9 GeV/c at isang anggulo ng proton emission na 85 mrad. Preprint JINR, R1-98-199, 1-31, (1998).
113. M.A. Braun at M.V. Tokarev. Physics ng elementary particles at ang atomic nucleus, 22, 1237, (1991).
114. A.Yu.Illarionov, A.G.Litvinenko, at G.I.Lykasov. Czech. J Phys. Suppl., A51, A307, (2001).
115. A.yu.Illarionov, A.G.Litvinenko, at G.I.Lykasov. Polarization Phenomena sa Fragmentation ng Deuteron to Pions at Non-nucleon Degrees of Freedom sa Deuteron. Eur. Phys. J., A(14), 247, (2002).
116. A.Yu.Illarionov, A.G.Litvinenko at G.I.Lykasov. Teoretikal na pagsusuri ng mga kakayahan sa pagsusuri ng tensor sa reaksyon ng fragmentation ng mga deuteron sa mga pions. Nuclear Physics, 66(2), 1-14, (2003).
117. R. Machleidt, K. Holinde, at Chelster. Phys. Rep., 149, 1, (1987).
118. W. W. Buck at F. Gross. Phys. Rev., D20, 2361, (1979).
119. F. Gross, J. W. VanOrden, at K. Holinde. Phys. Rev., C45, R1909, (1990).
120. A.Yu.Umnikov. Z. Phys., A357, 333, (1997).
121 A. V. Efremov et al Nuclear Physics, 47, 1364 (1988).
Pakitandaan na ang mga siyentipikong teksto na ipinakita sa itaas ay nai-post para sa pagsusuri at nakuha sa pamamagitan ng pagkilala sa mga orihinal na teksto ng disertasyon (OCR). Kaugnay nito, maaaring maglaman ang mga ito ng mga error na nauugnay sa di-kasakdalan ng mga algorithm ng pagkilala. Walang ganoong mga error sa mga PDF file ng mga disertasyon at abstract na inihahatid namin.
Kung ang inilapat na field E0 ay may arbitraryong direksyon, kung gayon ang sapilitan na dipole moment ay madaling mahanap mula sa superposisyon
Saan, ang mga bahagi ng field na may paggalang sa mga pangunahing axes ng ellipsoid. Sa mga problema sa scattering, ang mga coordinate axes ay kadalasang pinipili upang maayos na may paggalang sa sinag ng insidente. Hayaan ang x" y" z" na maging isang coordinate system kung saan ang direksyon ng pagpapalaganap ay parallel sa z-axis". Kung magaan ang pangyayari
x" ay polarized, pagkatapos ay mula sa optical theorem mayroon tayo:
Upang magsagawa ng mga kalkulasyon gamit ang formula (2.2), kinakailangan na isulat ang mga bahagi ng p na may paggalang sa mga axes na iginuhit ng mga putol-putol na linya. Ang pagkakapantay-pantay (2.1) ay maaaring isulat sa anyong matrix:
Nagsusulat kami ng mga column vector at matrice sa isang mas compact na form alinsunod sa sumusunod na notasyon:
Sa notasyong ito, ang 2.3 ay kumukuha ng sumusunod na anyo:
Ang mga bahagi ng isang di-makatwirang vector F ay binago alinsunod sa formula:
Saan, atbp. Bilang resulta, mula sa (2.5) at pagbabagong-anyo (2.6) mayroon tayong:
kung saan, dahil sa orthogonality ng coordinate axes, ang matrix inverse to ay ang transposed matrix. Kaya, ang polarizability ng isang ellipsoid ay isang Cartesian tensor; kung ang mga bahagi nito sa mga pangunahing axes ay ibinigay, ang mga bahagi nito sa rotated coordinate axes ay maaaring matukoy sa pamamagitan ng formula (2.8). Ang cross section ng pagsipsip para sa insidente - polarized na ilaw ay tinutukoy lamang ng formula:
saan. Katulad nito, kung ang liwanag ng insidente ay polarized, kung gayon
Kung ang vector scattering amplitude
para sa isang dipole na iluminado ng -polarized na ilaw, palitan sa cross section equation, pagkatapos ay makuha namin ang scattering cross section
Kung saan ginamit namin ang matrix identity. Ang isang katulad na expression ay humahawak para sa scattering cross section at para sa insidente polarized light.
Aplikasyon.
Ang polarized light ay iminungkahi na gamitin upang protektahan ang driver mula sa nakakasilaw na ilaw ng mga headlight ng isang paparating na kotse. Kung ang mga polaroid ng pelikula na may anggulo ng paghahatid na 45o ay inilapat sa windshield at mga headlight ng isang kotse, halimbawa, sa kanan ng patayo, malinaw na makikita ng driver ang kalsada at mga paparating na kotse na iluminado ng kanilang sariling mga headlight. Ngunit para sa mga paparating na kotse, ang mga polaroid ng mga headlight ay tatawid sa polaroid ng windshield ng kotse na ito, at ang mga headlight ng mga paparating na sasakyan ay papatayin.
Dalawang crossed polaroid ang bumubuo sa batayan ng maraming kapaki-pakinabang na device. Ang liwanag ay hindi dumadaan sa mga crossed polaroids, ngunit kung maglalagay ka ng optical element sa pagitan ng mga ito na umiikot sa plane of polarization, maaari mong buksan ang daan para sa liwanag. Ito ay kung paano inayos ang mga high-speed electro-optical light modulators. Ginagamit ang mga ito sa maraming mga teknikal na aparato - sa mga electronic rangefinder, optical na channel ng komunikasyon, teknolohiya ng laser.
Ang tinatawag na photochromic na baso ay kilala, nagpapadilim sa maliwanag na sikat ng araw, ngunit hindi maprotektahan ang mga mata na may napakabilis at maliwanag na flash (halimbawa, sa panahon ng electric welding) - ang proseso ng pagdidilim ay medyo mabagal. Ang mga polarized na baso ay may halos instant na "reaksyon" (mas mababa sa 50 microseconds). Ang liwanag ng isang maliwanag na flash ay pumapasok sa mga maliliit na photodetector (photodiodes), na nagbibigay ng isang de-koryenteng signal, sa ilalim ng impluwensya kung saan ang mga baso ay nagiging malabo.
Ang mga polarized na baso ay ginagamit sa stereo cinema, na nagbibigay ng ilusyon ng three-dimensionality. Ang ilusyon ay batay sa paglikha ng isang pares ng stereo - dalawang imahe na kinunan sa magkaibang mga anggulo, na tumutugma sa mga anggulo ng view ng kanan at kaliwang mata. Isinasaalang-alang ang mga ito upang ang bawat mata ay nakikita lamang ang imahe na inilaan para dito. Ang imahe para sa kaliwang mata ay naka-project sa screen sa pamamagitan ng isang polaroid na may vertical transmission axis, at para sa kanang mata na may pahalang na axis, at ang mga ito ay tiyak na nakahanay sa screen. Tinitingnan ng manonood ang mga salamin sa polaroid, kung saan ang axis ng kaliwang polaroid ay patayo, at ang kanan ay pahalang; ang bawat mata ay nakakakita lamang ng "sariling" imahe, at isang stereo effect ang lumitaw.
Para sa stereoscopic na telebisyon, ang isang paraan ng mabilis na alternating dimming ng mga baso ay ginagamit, na naka-synchronize sa pagbabago ng mga imahe sa screen. Dahil sa pagkawalang-kilos ng paningin, lumitaw ang isang three-dimensional na imahe.
Ang mga polaroid ay malawakang ginagamit upang basagin ang liwanag na nakasisilaw mula sa salamin at pinakintab na mga ibabaw, mula sa tubig (ang liwanag na makikita mula sa mga ito ay lubos na polarized). Polarized at magaan na mga screen ng likidong kristal na monitor.
Ginagamit ang mga paraan ng polariseysyon sa mineralogy, crystallography, geology, biology, astrophysics, meteorology, at sa pag-aaral ng atmospheric phenomena.
-- [ Pahina 1 ] --
ANG RUSSIAN ACADEMY OF SCIENCES
PETERSBURG INSTITUTE OF NUCLEAR PHYSICS
sila. B.P. KONSTANTINOV
Bilang isang manuskrito
Mikirtychyants Maxim Sergeevich
UDC 539.128, 539.188
Pag-unlad at pananaliksik ng isang mapagkukunan ng atomic hydrogen at deuterium na may nuclear polarization para sa mga eksperimento sa mga panloob na beam ng mga accelerators 01.04.01 - mga aparato at pamamaraan ng pang-eksperimentong pisika
Mga siyentipikong superbisor:
Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences V.P. Koptev Kandidato ng Physical and Mathematical Sciences A.A. Vasiliev Gatchina Mga Nilalaman Panimula................................................ .................................................. ..........................- siyam Kabanata 1.
Mga pamamaraan para sa pagkuha ng mga atomic beam ................................................. ....................... .............................. ........... 13 1.1 Panimula .......................... .......... ....................................... ................ .......................- 13 1.2 Ang mekanismo ng dissociation sa isang gas discharge .......... ...... .........................................- 14 1.3 Teoretikal na pagsasaalang-alang ng pagbuo ng gas jet ..............................- 17 1.3.1 Molecular regime (outflow) ......... ..................................................... ..- 17 1.3.2 Formation beam na may mahabang channel ..................................... ......... - 18 1.3.3 Hydrodynamic flow regime. Supersonic jet...................................- 20 1.3.4 Pagsusuri ng intensity ng pinagmulan .... ......................... ......................... ..........- 24 Kabanata 2
Mga pamamaraan para sa paglikha ng polariseysyon sa mga atomic beam ................................................. ....................... .- 27 2.1 Panimula...................... ......................... ......................... ........................ ............- 27 2.2 Mga pinagmumulan gamit ang Lamb shift (LSS) ... ............................... ..........- 31 2.3 Optitically pumped sources (OPPIS) ................................................ .......................................... 33 2.4 Mga pinagmumulan ng mga polarized atomic beam (PABS) .................................. ............. .- 35 Kabanata 3
Pinagmulan ng polarized atomic hydrogen at deuterium para sa panloob na target ng gas ng ANKE spectrometer.................................. ......................... ......................... .........- 38 3.1 Maikling paglalarawan ng istraktura .............................. ... ................................................ .... .....- 38 3.2 Vacuum system .................................. ...... .......................................... .....- 42 3.2.1 Konstruksyon ng vacuum chamber ..................
42 3.2.2 Differential pumping system ............................................. ................... .........- 44 3.3 Dissociator .................. ................... .............................. .................. ..............- 47 3.3.1 Disenyong mekanikal ........... ................... .............................. ................- 48 3.3.2 RF system.... ....................... .......................... ...................- 51 3.3.3 Sistema ng paglamig ng nozzle ............................................... ..............................- 52 3.4 Pagbubuo ng system gas jet ............. .................................. ............- 54 3.4. 1 Konstruksyon .............................................................. ................................... .........- 54 3.5 Paghihiwalay ng iikot sistema ng magneto ................................................ ................- 56 3.5.1 Pangunahing mga prinsipyo ........................... .................................................... ... .........- 56 3.5.2 Spin-separating sextupole magnets ANKE ABS...................- 57 ........................... ......................- 59 3.6.1 Mga Prinsipyo ng operasyon.................... ........................ ....................... ............- 60 -2 3.6.2 ANKE ABS.. ........................... ..............- 62 Kabanata 4
Pag-optimize ng Mga Katangian ng Pinagmulan ............................................... ................... ..................- 66 4.1 Intensity ng atomic beam ..... ......................... ......................... ................- 66 4.1.1 Mga instrumento at pamamaraan ng pagsukat ......................... ........................ ..........- 66 4.1.2 Ganap na paraan ng pagkakalibrate ........ .......................... ............................ .......- 69 4.1.3 Device para sa pagsukat ng intensity ng isang atomic beam .......... ...- 74 4.1.4 Nakakuha ng mga resulta ......... ................................ ................. .................- 78 4.1.5 Konklusyon............. .............. ................................... ................ ................................- 81 4.2 Spatial na pamamahagi ng density ng beam.... ..... ..............................- 82 4.2.1 Mga instrumento at pamamaraan ng pagsukat ........... ... ................................................... .. ....- 82 4.2.2 Pagsasaayos ng nozzle ..................................... .. ................................................ ........- 86 4.2.3 Mga Natuklasan ...................................... .......... ...............................- 88 4.2.4 Konklusyon... .................................................... ... ................................................... - 89 4.3 Ang antas ng dissociation ng atomic beam ....................................... .......... .......- 90 4.3.1 Mga instrumento at pamamaraan ng pagsukat ........................ .......... .........................- 90 4.3.2 Degree ng dissociation ng isang libreng atomic jet .. ............. ..................................... ............. 92 4.3.3 Spatial na pamamahagi ng antas ng dissociation sa isang polarized beam ...................... ........ .............................................. ....... .................- 95 4.3.4 Konklusyon .................... ......... ................................................ ......... .......................- 97 4.4 Polariseysyon .............. ................. ................................. ................ ..............................- 98 4.4 .1 Mga instrumento at pamamaraan ng pagsukat .............................. ................ ..... .........................- 98 4.4.2 Mga Natuklasan ................... ........... ................................................ .......... .... - 100 4.4.3 Konklusyon.............................. ................. ................................. ................ ........ - 102 Kabanata 5
Mga pananaw sa paggamit .............................................. ................... .............................. .... - 104 5.1 Mga target ng jet .......... ................................. .................. ................................. - 104 5.2 Polarized gas target. Kahon ng akumulasyon .......................... - 106 Konklusyon .................. . ................................................ .. ............................................. - 110 Panitikan.. .................................................. ................................................... . ......... - 115 -3 Listahan ng mga larawan i Fig. 1. Mga cross section s in ng inelastic na proseso 16 bilang function ng electron energy . - 15 Fig. 2. Scheme ng paghahati ng nozzle sa elementary tubes ............................................ ................... ...- 24 Fig. 3: Energy level diagram ng isang hydrogen atom sa isang magnetic field B. Para sa ground state Bc = 507 G, para sa 2S1/2 state Bc = 63.4 G. Ang enerhiyang W ay sinusukat sa mga unit ng DW = h1420.4 MHz (= 5.9 10-6 eV) ............................ ... ..............- 28 Fig. 4: Energy level diagram ng isang deuterium atom sa isang magnetic field B. Para sa ground state Bc = 117 G, para sa 2S1/2 state Bc = 14.6 G. Ang enerhiyang W ay sinusukat sa mga yunit ng DW = h327.4 MHz (= 1.4 10-6 eV) ............................ ... ...............................- 28 Fig. 5. Nuclear polarization ng mga antas ng hyperfine splitting ng hydrogen atom bilang isang function ng panlabas na magnetic field........................... ....................................... ................ ..............................- 30 Fig. 6. Nuclear polarization ng mga antas ng hyperfine splitting ng deuterium atom bilang isang function ng external magnetic field ............................ ...................................... ............ ............................- 30 Fig. Fig. 7. Diagram ng mga antas ng enerhiya ng hyperfine splitting para sa 2S1 / 2 at 2P1 / 2 na estado ng hydrogen atom .......................... ........................ .............................. ....................... ...- 31 Fig. Fig. 8. Ang mga pangunahing elemento ng isang polarized source sa Lamb shift......- 32 Fig. 9. Operating principle ng source na may optical pumping ...................................... ........- 34 Fig. Fig. 10. Mga antas ng enerhiya ng hyperfine splitting ng hydrogen atom sa 2S1 / 2 state bilang isang function ng external magnetic field...................... ................................ .................... ..........- 34 Fig. 11: Block diagram ng pinagmumulan ng polarized atomic hydrogen/deuterium.
1 - regulator ng daloy ng gas;
4 - ang unang pangkat ng mga spin-separating magnet;
6 - ang pangalawang pangkat ng mga spin-separating magnet;
8 - storage cell (target) .......................................... ... ................- 35 Fig. 12. ANKE ABS at isang espesyal na silid ng vacuum para sa pag-mount ng iba't ibang uri ng mga target sa COZY storage ring. Ang pinagmulan ng polarized atomic hydrogen at deuterium ay matatagpuan sa pagitan ng deflecting magnet D1 at ng central magnet ng spectrometer D2. Direksyon ng COZY beam mula kaliwa hanggang kanan .......................... 38 Fig. 13. ANKE ABS drawing. Ang mga paliwanag ay ibinigay sa teksto................................................ ... .- 40 Fig. 14. Larawan ng ANKE ABS sa laboratoryo. Taas ng upper vacuum chamber – 80 cm ....................................... .. ................................................... ..............................- 41 Fig. 15. Upper movable baffle ............................................. ..........................- 43 Fig. 16. Scheme ng vacuum system ng ANKE ABS source. Ang kumpletong listahan ng mga kagamitan sa vacuum ay ibinibigay sa Talahanayan 1....................................... ............. ...................................- 44 Fig. 17. Iba't ibang mga scheme para sa pumping chamber I .......................................... ........ ...................- 45 Fig. 18. ANKE ABS RF dissociator............................................ ...................... ..........- 47 Fig. 19. Sectional na view ng ANKE ABS dissociator. 1: Gas supply flange, 2: Coolant inlet, 3: HF entry, 4: Sliding HF connection, 5: Inductor, 6: Capacitors, 7: Cooling circuit bottom seal, 8:
nozzle, 9: bahagi ng nozzle cooling system (copper thermal bridge).................................- 49 -4 fig. 20. Ang ibabang dulo ng dissociator at ang sistema ng pagbuo ng gas jet. isa:
discharge tube at cooling tubes, 2: lower cooling circuit seal, 3: Teflon heat flow restrictor, 4: sliding joint, 5:
suporta ng nozzle at cooling system, 6: pampainit, 7: tansong thermal bridge, 8:
nozzle mount, 9: nozzle, 10: window sa upper vacuum baffle, 11: skimmer, 12: collimator12, 13: unang sextupole magnet, 14: lower vacuum baffle................ .................................................. ................................................... - 50 Fig. 21. Structural diagram ng radio frequency system ......................................... ........... ...- 51 Fig. Fig. 22. Katangiang pagdepende ng temperatura ng nozzle sa oras sa panahon ng stabilization gamit ang isang PID controller ................................ ................................. ................ ................................. .......- 53 Fig. 23. Pagkalugi sa sistema ng pagbuo ng gas jet ......................................... ................. ...- 55 Fig. 24. Sextupole magnet na ginagamit sa ABS. Ang isang atom na lumilipad sa isang magnet na may r = 0 sa isang anggulo a0 ay ipinapakita sa kaliwa;
sa kanan, ilang linya ng puwersa ang ipinapakita.....- 56 Pic. 25. Pagdepende ng epektibong magnetic moment ng isang atom sa panlabas na magnetic field para sa apat na antas ng hyperfine splitting ............................ ...................................... ............ ..- 57 Fig. 26. Bahagi ng cylindrical permanent sextupole magnet, na binubuo ng mga segment ...................................... ......................... ......................... ........................ .............................. .....- 58 Fig. 27. Scheme ng block ng high-frequency transition ....................................... ....... ..........- 60 Fig. Fig. 28. Istraktura ng ANKE ABS ultra-thin transition block...................................- 62 29. Scheme of winding a coil of a gradient field (Bgrad) .................................... .......... - 63 Fig. Fig. 30. Pinasimpleng wiring diagram para sa paglipat sa WFT at MFT units ...............- 64 31. Larawan ng MFT ultrafine transition unit (gitna) na naka-install sa ANKE ABS polarized source. Ang isa sa tatlong spin-separating magnet ng unang grupo ay makikita mula sa itaas...............- 65 Fig. Fig. 32: Device para sa ganap na pagsukat ng intensity ng beam - compression tube .................................... .......................... ............................ ......................... .......- 67 Fig. 33: Electron impact ionization cross section para sa atomic () at molecular () hydrogen .................................. .................. ................................ ................. .......................- 71 Fig. 34: Eksperimental na data ng PSV at PCV pressures laban sa oras...- 74 Pic. 35. Assembly drawing ng isang device batay sa isang compression tube. isa:
gabay sa suporta ................................................ .................. .................................- 76 Fig. 36. Scheme ng non-polarized gas supply system ....................................... ....... .- 77 Fig. Fig. 37. Larawan ng ABS lower vacuum chamber na may mga device para sa pagsukat ng absolute beam intensity (sa ibaba) at ang antas ng dissociation (kaliwa).................... ............................- 78 Larawan 37. Fig. 38: Depende sa intensity ng atomic beam sa input flow ng molecular hydrogen sa temperatura ng nozzle Tnozzle = 62 K, dissociator RF power Wdisso = 350 W at karagdagang daloy ng oxygen q(O2) = 1 10-3 mbar l/ s..... ................................................ ..... ...............................- 79 Fig. Fig. 39: Depende sa intensity ng atomic beam sa RF power na ibinibigay sa dissociator sa temperatura ng nozzle Tnozzle = 62 K, ang input flow ng molecular hydrogen q(H2) = 1.2 mbar l/s at ang karagdagang daloy ng oxygen q(O2) = 1 10-3 mbar l/s .................................... ........... ................................................ .......... ...- 80 -5 Fig. Fig. 40: Pag-asa ng intensity ng atomic beam sa temperatura ng nozzle para sa iba't ibang diameter ng nozzle (D = 2.0, 2.3, 2.5 mm). Ang radio frequency power na ibinibigay sa dissociator ay Wdisso = 350 W, ang input molecular hydrogen flow q(H2) = 1.2 mbar l/s, at ang karagdagang oxygen flow q(O2) = 1 10-3 mbar l/s. Para sa paghahambing, ang mga resulta ng pagsukat ng intensity ng mga pinagmumulan na HERMES (), PINTEX () at ang pinagmulan ng mga polarized ions ng Unibersidad ng Munich ()...- 81 ay ipinapakita. Fig. 41. Scheme ng pag-install para sa pagsukat ng profile ng isang atomic beam .................................. - 83 42. Block diagram ng quadrupole mass spectrometer. Ang mga solidong linya ay stable, ang mga dash-dotted na linya ay hindi matatag na mga trajectory ng ion ..........................- 84 Fig. 43. Pinasimpleng pamamaraan ng mass filter .......................................... .... .........................- 84 Fig. 44. Sistema ng kontrol at pangongolekta ng data na ginamit sa mga sukat ng antas ng dissociation ................................. ................................ ................. ................................ ................. .............- 86 Fig. 45. Density distribution ng atomic hydrogen sa isang beam. Ang may kulay na lugar ay tumutugma sa mga geometrical na sukat ng vertical tube ng storage cell.................................. ................................ ................. .............................. ................... ..............- 86 Fig. 46. Ang mga profile ng atomic hydrogen beam sa X at Y na mga eroplano na tumutugma sa maximum na pamamahagi sa Fig. Fig. 45. Ang shaded area ay tumutugma sa geometrical na sukat ng vertical tube ng storage cell...............- 87 Fig. 45. Fig. 47. Pag-asa ng signal ng quadrupole mass spectrometer sa posisyon ng adjusting screw N1 ............................. ...................................... ................ .................................... ...- 88 Fig. 48. Density distribution ng atomic hydrogen sa beam pagkatapos ng nozzle adjustment. Ang may kulay na lugar ay tumutugma sa mga geometrical na sukat ng vertical tube ng storage cell.................................. ................................ ................. ............................- 88 Fig. 49. Mga profile ng atomic hydrogen beam sa X at Y na mga eroplano na tumutugma sa maximum na pamamahagi sa fig. Fig. 48. Ang shaded area ay tumutugma sa geometric na sukat ng vertical tube ng accumulative cell...............- 89 Fig. 48. Fig. 50. Depende sa antas ng dissociation (a) sa daloy ng pumapasok na gas para sa iba't ibang temperatura ng nozzle at kapangyarihan ng frequency ng radyo W = 300 W.................... ................................ 93 Fig. 51. Depende sa antas ng dissociation (a) sa RF power sa mababang input flow at nozzle temperature T = 70 K...................... ........................ .................- 93 Fig. Fig. 52. Depende sa antas ng dissociation (a) sa RF power sa mataas na input flux at temperatura ng nozzle T = 70 K...................... ................................. ................- 94 Fig. Fig. 53. Pag-asa ng antas ng dissociation (a) sa temperatura ng nozzle sa iba't ibang daloy ng input at RF power W = 300 W.................... ........................ .............- 94 Fig. 54. Degree ng dissociation bilang isang function ng oras para sa mga tipikal na kondisyon ng operating ng ANKE ABS ................................. ................................ ................. ................................ ..............- 95 Fig. 55: Pamamahagi ng antas ng dissociation sa beam sa eroplano ng compression tube. Ang may kulay na lugar ay tumutugma sa mga geometrical na sukat ng compression tube...................................... ............................ ...................... ........................ ...- 96 Fig. 56: Density distribution ng molecular hydrogen sa beam sa plane ng compression tube. Ang may kulay na lugar ay tumutugma sa mga geometrical na sukat ng compression tube...................................... ............................ ...................... .............- 96 Fig. 57: Mga profile ng antas ng dissociation ng beam sa X at Y na eroplano sa gitna ng compression tube. Ang may kulay na lugar ay tumutugma sa mga geometric na sukat ng compression tube....... ................................................... . ......................- 97 -6 Fig. Fig. 58. Scheme ng setup para sa pagsukat ng beam polarization....................................... ........- 99 Fig. 59. Dependence ng bilang ng Ly-a photon sa magnetic field sa spin filter...... - 100 60. Pagdepende sa bilang na Ly-a ng mga photon sa magnetic field sa spin filter sa kaso ng isang polarized hydrogen beam. Ang kaliwang peak ay tumutugma sa mga atom na may mI = +1/2, ang kanan ay may mI = –1/2 .......................... .................................................... ... ......................... - 101 Fig. Fig. 61. Pag-asa ng bilang na Ly-a ng mga photon sa magnetic field sa spin filter sa kaso ng isang polarized deuterium beam: (a) at (b) - vector polarization, (c) at (d) - tensor polariseysyon. Ang kaliwang peak ay tumutugma sa mga atom na may mI = +1, ang gitna ay may mI = 0, ang kanan ay may mI = –1...................... ......... ................................................ ......... ............................... - 101 Fig. Fig. 62. Distribusyon ng magnetic at HF field sa mga bloke ng radio frequency transition MFT (a), WFT (b) at SFT (c).................. ............................ ................................ ............................ ............... - 102 Fig. Fig. 63. Pangunahing diagram ng isang jet target (jet target) .................................... .............. - 105 Fig. 64. Storage cell para sa isang polarized source........................................ ....... - 106 65. Ang ideya ng isang storage gas cell at ang pamamahagi ng presyon sa loob nito ....... - 108 -7 Listahan ng mga talahanayan Talahanayan 1. Listahan ng ANKE ABS vacuum equipment ......... ......... .......................- 46 Talahanayan 2. Mga parameter ng orihinal at na-optimize na beamforming system at ang nakuhang pinakamataas na intensity . Ang mga sukat ay nasa mm..............- 55 Talahanayan 3. Mga sukat ng mga sextupole magnet at magnetic field sa ibabaw.....- 59 Talahanayan 4. Mga pangunahing katangian ng mga bloke ng paglipat ng frequency ng radyo ..... ...................... 61 Talahanayan 5. High-frequency na kagamitan ng hyperfine junction blocks ........... ...- 64 -8 Panimula Sa kabila ng malaking tagumpay ng modernong nuclear physics sa pagpapaliwanag ng iba't ibang katangian ng nuclear matter, ang tanong ng high-momentum component ng nuclear wave function, o, sa madaling salita, ng istruktura ng nuclear bagay sa mga distansya ng pagkakasunud-sunod ng o mas mababa kaysa sa radius ng nucleon, ay bukas pa rin. Sa kasalukuyan, ang pangunahing problema ay ang pang-eksperimentong pagtuklas ng istrukturang ito at ang pagpapasiya ng pagitan ng panloob na sandali ng kamag-anak na paggalaw ng mga nucleon sa nucleus, kung saan ang tradisyonal na paglalarawan ng nucleus bilang isang koleksyon ng mga nucleon ay wasto.
Inaasahan na sa mga distansyang RNN 0.5 fm mayroong ilang rehiyon ng paglipat sa pagitan ng meson-nucleon at quark-gluon degrees ng kalayaan sa nucleus. Ang isa sa mga kumpirmasyon ng pagkakaroon ng naturang rehiyon sa mataas na inilipat na momenta ay maaaring isang paglabag sa tradisyonal na larawan batay sa phenomenological na potensyal ng pakikipag-ugnayan ng NN na naaayon sa NN phase shift. Sa ganitong kahulugan, ang problema ng high-momentum component ng nuclear wave function ay malapit na nauugnay sa problema ng pagpili ng potensyal na pakikipag-ugnayan ng nucleon-nucleon sa malalapit na distansya.
Ang isang espesyal na papel sa pag-aaral ng mga problemang ito ay nilalaro ng mga eksperimento sa polariseysyon, na ginagawang posible upang maitaguyod ang pag-asa ng spin ng mga puwersang nukleyar.
Ang mga naturang eksperimento ay nangangailangan ng paggamit ng parehong high-intensity beam ng mga polarized na proton at isang high-density na polarized na target.
Ayon sa kaugalian, ang mga naturang target ay solid-state polarized na mga target. Gayunpaman, sa nakalipas na dekada, ang isang bagong uri ng mga polarized na target, ang mga gaseous polarized na target, ay mabilis na nabuo, na ginagawang posible upang maiwasan ang mga problema ng pinsala sa radiation at ang pagkakaroon ng mga unpolarized na impurities (halimbawa, N sa NH3) na tipikal para sa mga solid na target. Ang pinakakaraniwang r r r polarized gas target ay H -, D - at 3 He target na hindi naglalaman ng mga impurities. Dahil mababa ang spatial density ng naturang mga target, nakahanap sila ng malawak na aplikasyon sa pagpapabilis ng mga singsing sa imbakan. Sa kasong ito, posible na makamit ang isang sapat na mataas na halaga ng buhay ng accelerator beam, at ang mataas na ningning ng eksperimento ay sinisiguro dahil sa paulit-ulit na pagpasa ng beam sa target.
9 Sa kasalukuyan, maraming mga eksperimento ang isinasagawa gamit ang parehong polarized accelerator beam at isang polarized na target na binubuo ng isang polarized atomic beam source (PABS1) at isang cryogenic storage cell kung saan nangyayari ang pakikipag-ugnayan sa ilalim ng pag-aaral.
Sa unang pagkakataon, ginamit ang gaseous polarized deuterium target sa Novosibirsk sa VEPP-3 electron storage ring.
Pinag-aaralan ng eksperimento ng HERMES sa DESY (Hamburg, Germany) ang spin structure ng nucleon. Para sa layuning ito, pinag-aaralan ang inklusibo at semi-inclusive na mga reaksyon ng malalim na hindi elastikong scattering ng isang longitudinally polarized 27.5 GeV r r HERA positron beam sa polarized H, D, at 3 He gas target.
Ang mga target ng hydrogen at deuterium ay pinagmumulan ng isang polarized atomic beam at isang storage cell. Ang ganitong mga setup ay ginagawang posible na lumikha ng isang atomic beam na may sapat na mataas (malapit sa 100%) nuclear polarization, at ang paggamit ng isang bukas na storage cell ay hindi sumisira sa accelerator beam.
Ang mga eksperimento ay isinagawa sa polarized beam ng IUCF storage ring (Bloomington, USA) upang pag-aralan ang mga pakikipag-ugnayan ng nucleon-nucleon, gamit din ang isang panloob na polarized na target ng gas. Ang kanilang layunin ay upang mapabuti ang mga modernong ideya tungkol sa potensyal ng pakikipag-ugnayan ng nucleon-nucleon. Para sa layuning ito, ang mga spin-correlation coefficient ay sinusukat at ang produksyon ng pion malapit sa threshold ay pinag-aralan.
Ang isang espesyal na papel sa pag-aaral ng mga isyu na may kaugnayan sa pag-aaral ng mga pakikipag-ugnayan ng NN sa malalapit na distansya ay nilalaro ng deuteron, bilang ang pinakasimpleng sistemang nuklear. Sa kabila ng katotohanan na ang deuteron ay isang medyo maluwag na nakatali na sistema, ito ay naging pangunahing bagay ng pag-aaral sa parehong teoretikal at eksperimentong nuklear na pisika.
Ang isa sa mga eksperimento na naglalayong pag-aralan ang interaksyon ng pd sa isang sandali ng kamag-anak na paggalaw ng mga nucleon sa loob ng nucleus q = 0.3 0.5 GeV/c ay ang COSY2-Jlich storage ring experiment na nakatuon sa breakup ng deuteron. Ang partikular na interes ay ang eksperimento sa polariseysyon rr (pd ® ppn), na naglalayong matukoy ang pag-asa ng limang polariseysyon (A yp, Ay, A yy, C yy, C yyy) d d naobserbahan sa panloob na sandali ng kamag-anak na paggalaw ng mga nucleon sa reaksyon ng breakup ng deuteron. Ito ay magbibigay-daan sa bagong Polarized Atomic Beam Source COoler SYnchrotron - 10 na makakuha ng impormasyon tungkol sa istruktura ng deuteron wave function, dahil ang polarization observable ay depende sa ratio ng S- at D-components ng wave function. Isinasaalang-alang ang mga tampok ng ANKE3 spectrometer, ang eksperimento ay maaaring isagawa sa mga kondisyon ng collinear geometry: ang mga proton na ibinubuga pabalik na malapit sa 180 ay irerehistro nang nagkataon sa mga proton na ibinubuga pasulong sa maliliit na anggulo (malapit sa 0). Sa geometry na ito, ang S- at D-wave function ng deuteron ay maaaring pag-aralan hanggang sa panloob na sandali na 0.5 GeV/c.
Mangangailangan ang eksperimentong ito ng paggamit ng parehong polarized accelerator beam at polarized na target.
Sa kasalukuyan, ang intensity ng beam na 5·1016 particle/s para sa unpolarized at 5·1015 particle/s para sa polarized proton ay nakamit sa COZY storage ring. Gayunpaman, ang modernisasyon ng pinagmumulan ng mga polarized ions, beam transport path at injection system ay dapat na humantong sa pagtaas ng intensity ng beam ng mga polarized na proton hanggang sa 1 1016 particle/s. Bilang karagdagan, ito ay binalak na mag-iniksyon ng unpolarized, at mamaya polarized deuterium.
Sa eksperimento, pinlano na gumamit ng panloob na target ng gas, na isang cryogenic storage cell. Ang polarized gas, hydrogen o deuterium, ay pumapasok sa target mula sa pinagmumulan ng polarized atomic hydrogen at deuterium (ANKE ABS).
Dahil ang isa sa mga pangunahing salik na tumutukoy sa kahusayan ng eksperimento sa accelerator ay ang oras ng pagkolekta ng mga istatistika, na proporsyonal sa target na density, na tinutukoy ng pinagmulan ng atomic beam intensity, at mayroong isang quadratic na pagdepende sa target na polarization. Samakatuwid, ang mga parameter na ito ay napapailalim sa mga espesyal na kinakailangan:
· mataas na nuclear polarization ng atomic beam (higit sa 80%);
· mabilis na pagbabago ng polarization sign (positibo/negatibo) at, sa kaso ng isang deuterium beam, uri ng polarization (vector/tensor);
mataas na intensity ng atomic beam (higit sa 61016 atoms/s).
· Bilang karagdagan sa mga pisikal na parameter, dapat matugunan ng source ang matataas na kinakailangan para sa mga pang-eksperimentong setup sa mga modernong storage ring (mga kondisyon ng vacuum, limitadong espasyo, mabilis na pagsasama sa isang umiiral na pang-eksperimentong setup, atbp.).
Apparatus para sa pag-aaral ng Nucleon at Kaon Ejectiles - 11 Ang pagkamit ng mataas na halaga ng mga parameter ng pinagmulan ay imposible nang hindi pinag-aaralan ang mga katangian ng mga atomic beam. Ang huli ay nagpapahiwatig ng pangangailangan na bumuo ng mga pamamaraan at lumikha ng isang bilang ng mga instrumento para sa pagsukat at pag-optimize ng mga parameter ng pinagmulan.
Ang gawaing ito ay nakatuon sa paglikha ng isang mapagkukunan ng polarized atomic hydrogen at deuterium, pati na rin ang pagbuo ng mga instrumento para sa pag-aaral at pag-optimize ng mga parameter ng isang atomic beam, tulad ng intensity ng atomic beam, ang antas ng polariseysyon, at ang spatial distribution ng beam density.
Ang papel ay nagpapakita ng iba't ibang mga pamamaraan na ginagawang posible na lumikha ng mga atomic beam na may nuclear polarization. Ang isang detalyadong paglalarawan ng parehong mga prinsipyo ng operasyon at ang disenyo ng mga istrukturang elemento ng pinagmulan ng polarized atomic hydrogen at deuterium ay ibinigay. Ang mga resulta ng pag-aaral ng mga katangian ng isang atomic hydrogen beam ay ipinakita. Isinasaalang-alang ang mga prospect para sa paggamit ng source ng polarized atomic hydrogen at deuterium bilang source para sa mga target ng gas na ginagamit sa mga eksperimento sa storage ring.
Kabanata 12
Paraan para sa paggawa ng mga atomic beam 1.1 Panimula Sa loob ng maraming taon, ang mga eksperimento sa molecular at atomic beam ay pinagmumulan ng mahalagang impormasyon tungkol sa mga katangian ng mga molekula, atomo, at nuclei. Ang mga unang eksperimento na may mga molecular beam ay isinagawa noong simula ng ika-20 siglo ni Dunoyer. Noong 1920s, sina Stern at Gerlach, sa kanilang mga eksperimento sa pagpapalihis ng mga atomic beam sa hindi magkakatulad na magnetic field, ay nagpakita ng pagkakaroon ng spatial quantization. Maya-maya, noong 1950s, natuklasan nina Lamb at Riserford ang pagbabago sa mga antas ng 2S1/2 at 2P1/2 na nauugnay sa isa't isa. Ang phenomenon na ito ay tinatawag na Lamb shift. Pagkalipas ng isang dekada, iminungkahi ang isang paraan para sa paglikha ng mga polarized atomic beam, na natagpuan ang malawak na aplikasyon sa modernong nuclear physics. Sa listahang ito, malayo sa kumpleto, ang mga pangunahing bagay ng pag-aaral ay mga sinag ng mga neutral na atomo at molekula.
Kadalasan, kinakailangan upang makakuha ng mga sinag ng mga atomo, tulad ng H, D, Cl, atbp., sa kabila ng katotohanan na sa ilalim ng normal na mga kondisyon ang mga atomo na ito ay bumubuo ng mga molekula (H2, D2, Cl2, atbp.). Kung ang paglikha ng mga molecular beam ay hindi partikular na mahirap, kung gayon ang mga pamamaraan para sa pagkuha ng mga beam ng magkatulad na mga atomo ay sa kanilang sarili ay isang hiwalay na pisikal na problema para sa paghihiwalay ng mga molekula sa mga atomo.
Ayon sa kaugalian, ang pinakakaraniwang ginagamit na mga pamamaraan para sa paghihiwalay ng mga molekula sa mga atomo ay:
· Dissociation sa ilalim ng impluwensya ng mataas na temperatura, tulad ng, halimbawa, sa trabaho kung saan ang molecular hydrogen ay pinakain sa isang tungsten furnace, na pinainit sa temperatura na 2500 K. Sa isang presyon sa pugon ng pagkakasunud-sunod ng 1 mbar, ang antas ng dissociation ay ~64%.
· Dissociation sa isang malakas na electric field, tulad ng, halimbawa, sa trabaho , kung saan ginamit ang isang Wood tube upang ihiwalay ang hydrogen. Ang antas ng dissociation ay ~ 7080% sa isang presyon sa tubo na halos 1 mbar.
13 · Dissociation sa ilalim ng pagkilos ng isang high-frequency field (tingnan, halimbawa, , kung saan sa isang presyon sa discharge tube na ~0.25 mbar, ang antas ng dissociation ay ~60%).
Sa modernong mga pag-install, ang huling paraan ay pinaka-malawak na ginagamit. Upang lumikha at mapanatili ang isang discharge ng gas, ginagamit ang karaniwang high-frequency o microwave industrial generators. Sa mga katangian na presyon sa loob ng discharge tube sa isang antas ng 12 mbar, ang antas ng dissociation sa naturang mga aparato ay umabot sa 90%.
Bilang karagdagan sa paghihiwalay ng mga molekula, ang gawain ng paglikha ng mga atomic beam ay kinabibilangan din ng mga isyu sa pagbuo ng sinag. Ang mga kundisyon na kinakailangan upang lumikha ng isang sinag ng atomic hydrogen ay maaaring ibang-iba para sa bawat partikular na kaso na pinag-aaralan. Ang pangangailangan na panatilihing mababa ang rate ng recombination ay nangangailangan na ang mga beamforming system ay gumana sa mababang density (1017 atoms/cm3) at, bukod dito, sa medyo malalaking bukana ng nozzle. Samakatuwid, ang mga parameter ng sistema ng pagbuo ay hindi maaaring mapili ng isang priori, ngunit sa halip ay dapat na isang kompromiso na solusyon, na isinasaalang-alang ang mga limitasyon na ipinataw ng iba pang mga parameter ng pag-install.
1.2 Mekanismo ng dissociation sa isang gas discharge Ang antas ng dissociation sa isang gas discharge ay tinutukoy ng density ng nilikhang atomic component at iba't ibang mekanismo ng recombination. Ang mekanismo ng mga prosesong ito ay tinutukoy ng mga macroscopic na parameter ng discharge, tulad ng gas pressure sa discharge tube, ang kapangyarihan ng radio-frequency field na nakakalat ng plasma, ang mga katangian ng materyal ng discharge tube, at iba pa. sa. Karaniwan, upang makakuha at mapanatili ang isang discharge, isang oscillatory circuit ang ginagamit, na pinapakain ng isang radio frequency generator at pinapawi ang kapangyarihan ng electromagnetic field sa plasma sa pamamagitan ng inductive coupling na may dielectric discharge tube. Ang antas ng ionization, na tinukoy bilang ang ratio ng electron o density ng ion sa density ng mga neutral na particle (atoms at molecules), ay medyo mababa at nasa hanay na 10-510-3.
Ang mobility ng mga electron ay higit na malaki kaysa sa mobility ng mga ions, at ito ay humahantong, dahil sa mababang antas ng ionization, sa katotohanan na ang temperatura ng electron gas ay mas mataas kaysa sa temperatura ng mga neutral na particle at ions. Ang katangiang hanay ng temperatura ay 14 neutral at ionic na mga bahagi 5002000 K, na tumutugma sa mga enerhiya sa hanay na 0.080.35 eV, habang ang average na enerhiya ng elektron ay nasa loob ng 210 eV. yun.
ang mga katangian ng discharge ay tinutukoy ng kinetics ng mga electron: pagiging nasa isang high-frequency na electromagnetic field, ang mga libreng electron ay nakakakuha ng enerhiya at nagwawaldas ito sa mga neutral na particle sa pamamagitan ng nababanat at hindi nababanat na banggaan.
Ang mga sumusunod na inelastic na interaksyon (na may cross section s iin) ng mga libreng electron na may mga neutral na particle ay nangingibabaw:
1) Excitation ng vibrational level ng mga molecule (s 1in) e- + H 2 ® H 2 + e-.
ex 2) Dissociation ng mga molecule (s 2) sa e- + H 2 ® H + H + e-.
3) Ionization ng mga molekula (s 3) sa e - + H 2 ® H 2+ + 2e -.
4) Ionization ng mga atomo (s 4) sa e - + H ® H + + 2e -.
5) Excitation ng 2p states ng mga atoms (s 5) sa e - + H ® H (2 p) + e -.
6) Excitation ng 2s states ng atoms (s 6) sa e - + H ® H (2s) + e -.
0. s2in s in 0. s1in s5in siin 10-15 cm s4in 0. 0. 0. s in 0. 10 20 30 40 Electron energy, eV i 1. Mga cross section s in ng inelastic na proseso 16 bilang function ng electron energy .
15 Gaya ng makikita sa fig. 1, ang proseso ng dissociation (threshold electron energy 8.8 eV) ay nangingibabaw sa electron energy range na 1020 eV.
Isinasaalang-alang ang pag-asa sa enerhiya ng mga cross section at ang Maxwellian spectrum ng mga electron energies, ipinakita sa trabaho na sa isang average na enerhiya ng elektron na mas mababa sa 5 eV, bilang karagdagan sa nangingibabaw na proseso (1), ang intensity ng Ang proseso ng dissociation (2) ay isang order ng magnitude na mas mataas kaysa sa intensity ng mga proseso ng ionization (3) at (4).
Ito ay humahantong sa konklusyon na, sa ilalim ng mga karaniwang kundisyon ng paglabas na inilarawan sa itaas, ang mga rate ng paghihiwalay na hanggang 90% ay maaaring asahan. Para sa ibinigay na atomic at molekular na density, ang antas ng dissociation ay tinukoy bilang na a= (1) na + 2n m o nm a =1+ (2) off nm off kung saan ang nm ay ang molekular density sa kawalan ng discharge at pagkatapos ay ( 3) na = 2(nm - n m) off Bilang karagdagan sa mga pangunahing proseso, para sa mga sisingilin na particle na nabuo bilang resulta ng mga proseso ng ionization (3 at 4), sa pangangatwiran sa itaas, ang mga pagkalugi sa pagsasabog, dalawa- at tatlong-particle na recombination ay isinasaalang-alang. Ang mga kalkulasyon na ipinakita sa ay nagpapakita na, sa hanay ng isang mula 0 hanggang 100% at isang dissipated power density na 125 W/cm3, ang average na electron energy ay nasa ibaba ng 5 eV. Kinukumpirma rin nito ang posibilidad na magkaroon ng mataas na antas ng dissociation.
Ang density ng atomic fraction na nilikha bilang resulta ng dissociation ng mga molekula ay bumababa dahil sa recombination 2H + M ® H 2 + M + E kung saan ang M ay ang ikatlong katawan na kinakailangan upang matupad ang mga batas sa konserbasyon at ang E0 4.5 eV ay ang nagbubuklod na enerhiya ng molekula ng hydrogen. Sa trabaho, ang isang pagtatantya ay ginawa ng recombination coefficient (ang posibilidad ng recombination sa isang banggaan sa isang pader) at ipinakita na sa ilalim ng tipikal na mga kondisyon ng paglabas, i.e. presyon ng gas, temperatura at dami ng plasma, ang nangingibabaw na proseso ay recombination sa ibabaw.
Ayon sa kaugalian, ang borosilicate o quartz glass ay ginagamit bilang materyal ng discharge tube; ang mga materyales na ito ay angkop para sa mga aplikasyon ng mataas na temperatura at may mababang recombination coefficient sa ibabaw. Gayunpaman, ipinapakita ng umiiral na pang-eksperimentong data na - 16 ang recombination coefficient para sa hydrogen sa borosilicate at quartz glass ay mabilis na tumataas sa pagtaas ng temperatura. Kaya, sa panahon ng operasyon, kinakailangan upang palamig ang discharge tube. Bilang karagdagan, upang mabawasan ang koepisyent ng recombination, isang espesyal na paggamot sa panloob na ibabaw ng discharge tube, na inilarawan sa mga gawa, ay ginagamit, pati na rin ang isang maliit na karagdagang (~ 0.10.5% ng pangunahing) daloy ng oxygen.
1.3 Teoretikal na pagsasaalang-alang ng pagbuo ng isang gas jet Upang tama na matantya ang intensity ng isang atomic beam, pati na rin upang ipaliwanag ang mga resulta ng pagsukat, ito ay kinakailangan upang sagutin ang mga tanong na lumabas kapag isinasaalang-alang ang pagbuo ng isang beam. Ang teorya, sa kasamaang-palad, ay hindi pa umabot sa isang pinagkasunduan sa pagbuo ng isang gas jet sa hydrodynamic na rehimen. Samakatuwid, sa ngayon, kailangan nating pag-usapan hindi ang tungkol sa mga kalkulasyon ng intensity, ngunit tungkol lamang sa pagtatantya nito.
1.3.1 Molecular regime (outflow) Nanaig ang simpleng outflow sa iba pang mga mode kung sapat na mababa ang density ng gas sa likod ng butas, i.e. Knudsen coefficient Kn = l / d 1 , kung saan ang l ay ang ibig sabihin ng libreng landas, d ay ang diameter ng butas. Sa kasong ito, walang interaksyon sa pagitan ng mga particle sa panahon ng pag-agos at pagkatapos nito4. Ang differential beam intensity I(q) bawat unit solid angle dW sa angle q (relative to the normal to the hole plane) ay ibinibigay ng cosine distribution :
I (q) = n0 A0 v f (v) cos(q)dWdv, (4) kung saan ang n0 ay ang density ng gas sa pinagmulan, ang A0 ay ang lugar ng butas f(v) ay ang Maxwell-Boltzmann velocity distribution, na nakasulat bilang:
v v f (v)dv = p exp - dv, (5) z z3 na may viscosity coefficient h na may velocity v sa loob ng pipe na may diameter d.
Sa R 2200, ang daloy ng rehimen ay nagiging magulong.
17 z = (2kT0 / m)1 / 2 ay tumutugma sa kung saan ang pinaka-malamang na bilis ng particle sa pinagmulang temperatura T0.
Ang kabuuang daloy f 0 sa pamamagitan ng butas ay nakuha sa pamamagitan ng pagsasama sa mga bilis at solidong anggulo 2p:
f0 = n0 A0 v 1/s, (6) kung saan ang v = (8kT0 / pm)1 / 2 ay ang average na bilis ng particle sa pinagmulan sa temperaturang T0.
Ang intensity ng beam sa direksyon ng normal sa hole plane I(q = 0) ay pinakamataas at ibinibigay ng:
f I (0) = 1/s ster. (7) p Ang pangunahing disadvantages ng isang simpleng butas bilang pinagmumulan ng sinag ay ang mababang peak intensity na proporsyonal sa density n0, pati na rin ang mahinang direktang direktiba ng sinag.
1.3.2 Paghubog ng beam sa pamamagitan ng mahabang channel Ang mahinang direktiba ng isang beam na nabuo sa pamamagitan ng isang simpleng butas ay maaaring makabuluhang mapabuti sa pamamagitan ng pagpapalit ng butas ng mahabang channel, kadalasan ng cylindrical cross section. Ang kinakailangan para sa isang molekular na rehimen ng daloy ng gas sa isang mahabang channel ay nangangailangan ng pagkawala sa intensity ng sinag. Samakatuwid, kadalasan, kapag isinasaalang-alang ang pagbuo ng isang sinag sa pamamagitan ng isang mahabang channel, ang bahagyang katuparan lamang ng mga kondisyon ng daloy ng molekular ay kinakailangan. Ang mga pagpapalagay para sa gayong modelo ay maaaring mabalangkas tulad ng sumusunod:
· Kahit na para sa isang sapat na mataas na presyon sa pinagmumulan ng gas, mayroong isang seksyon ng channel kung saan ang mga kondisyon ng molecular flow regime ay nasiyahan. Karaniwan, ang pagkakaroon ng naturang seksyon sa labasan ng channel ay ipinahiwatig, habang sa simula ng channel, ang gas ay nasa mga kondisyon ng isang hydrodynamic o intermediate na daloy ng rehimen na may (Kn 1).
· Sa seksyon ng channel na may isang molecular flow regime, ang density bilang isang function ng distansya z kasama ang channel ay bumababa nang linearly at umabot sa zero sa exit mula dito.
Dalawang proseso ang nag-aambag sa peak intensity ng beam (sa direksyong pasulong). Ang unang kontribusyon ay dahil sa mga particle na dumadaan sa channel nang hindi nararanasan - 18 banggaan. Ang pangalawang kontribusyon ay mula sa mga particle na nakakalat ng iba pang mga particle ng gas ngunit umabot sa dulo ng channel.
Ang inilarawan na modelo ay may dalawang partikular na mode depende sa ratio ng particle free path l sa density ng gas sa source n 0 hanggang sa haba ng channel L:
1. Transparent na channel: l L/2. Para sa isang sapat na mababang presyon ng gas sa pinagmulan, ang unang proseso lamang ang nag-aambag sa intensity ng beam.
Samakatuwid, ang peak intensity ay:
I (0) = n0 A0 v 1/s ster. (8) 4p Maaari itong ipahayag sa mga tuntunin ng kabuuang daloy ng gas f t gamit ang Clausing formula ft = K n0 A0 v, (9) kung saan ang K = 4d/3L ay ang geometric factor, d at L ang diameter at haba ng channel , f t 1/ s ster.
Ang I (0) = (10) pK Expression (10) ay isang formula para sa pagkalkula ng peak intensity ng isang beam na nabuo ng isang mahabang channel. Dapat pansinin na ang daloy ng gas sa pasulong na direksyon na may kaugnayan sa kabuuang daloy ay mas malaki kumpara sa isang simpleng pag-agos mula sa butas (7).
2. Malabo na channel: l L/2. Ang rehimeng ito ay tumutugma sa kaso kapag ang mga particle ay may hindi gaanong posibilidad na dumaan sa channel nang walang banggaan.
Ang criterion para sa opacity ay ang kundisyon L/l 12 . Sa kasong ito, ang peak intensity ay mas mababa kaysa sa isang transparent na channel, at ibinibigay ng :
1/ v d I (0) = 0.065 f t1 / 2 1/s ster, (11) s () - kung saan ang s = 2ln ay ang particle collision cross section. Makikita na sa expression sa itaas, ang peak intensity ay hindi nakasalalay sa haba ng channel.
Batay sa mga kaso na isinasaalang-alang, maaari itong tapusin na sa isang sapat na mababang density ng gas sa pinagmulan, ang peak intensity I(0) ay proporsyonal sa f t, at sa isang mataas na density, sa f t1 / 2.
19 I (0) µ f t1 / 2, Ang pagsusuri ng inilarawan na modelo ay nagpapakita na ang pag-asa na nagmumula bilang isang kinahinatnan ng linear na batas ng pagbabago sa density ng gas sa channel, sa katunayan, ay hindi nakasalalay sa pagpapalagay na ito. Samakatuwid, ang relasyon na ito ay maaaring palawigin sa kaso kapag ang "opacity" ay nagpapatuloy sa kabila ng channel, na bumubuo ng isang ulap sa pagitan ng nozzle at ng skimmer. Sa kasong ito, ang density ng gas ay bumababa nang linear sa kahabaan ng channel axis z sa mga distansyang mas mababa sa dalawang nozzle diameters;
at pagkatapos ay bumaba sa napakaliit na mga halaga sa layo na ilang l. Nagbibigay-daan ito sa gayong modelo na magamit sa kabila ng hindi makatotohanang pagpapalagay na n = 0 sa output ng channel. Bilang kinahinatnan, ang expression (11) ay isang maaasahang pagtatantya, kahit na ang mga kondisyon ng rehimeng daloy ng molekular ay hindi nasiyahan. Ang isang kontradiksyon ay inaasahan lamang sa kaso kapag ang paglipat ng gas sa molecular regime ay nangyayari sa isang malaking distansya mula sa exit mula sa channel o ang gas jet ay nakakakuha ng mga hydrodynamic na tampok bilang isang resulta ng pagbuo.
1.3.3 Hydrodynamic flow regime. Supersonic jet Sa sandaling ang densidad ng gas sa pinagmulan ay naging napakataas na ang ibig sabihin ng libreng landas l ay nagiging maliit kumpara sa diameter ng nozzle, ang gas ay pumasa sa isang intermediate flow regime malapit sa laminar. Pagkatapos lumabas sa nozzle, ang gas ay sumasailalim sa adiabatic expansion. Ipagpalagay na ang thermalization ng mga particle ng gas sa ibabaw ng nozzle at pagtatakda ng tipikal na temperatura ng nozzle na humigit-kumulang 100 K, ang diameter nito na 2 mm, at isang presyon sa dissociator discharge tube na mga 1 mbar, l » 0.04 mm at Kn » 0.02. Dito ang l ay tinukoy bilang kT l=, (12) 4p 2 pr kung saan ang k ay ang Boltzmann constant, T ay ang temperatura ng gas, p ang source pressure at r = 1.87·10-8 cm ang kinetic radius .
Ang isang simpleng orifice o isang mahabang channel na ginamit upang makagawa ng gas jet sa molecular flow regime ay pinapalitan ng conical nozzle sa kaso ng hydrodynamic jet formation. Ang pangalawang "butas", karaniwang tinatawag na skimmer at matatagpuan sa likod ng nozzle, ayon sa teorya ay nagpapahintulot sa pagbuo ng isang supersonic particle beam.
Sa ilalim ng mga kondisyong inilarawan, ang gas jet na ibinubuga ng nozzle ay gumagalaw patungo sa skimmer sa isang hydrodynamic velocity na maaaring higit na lumampas sa simpleng thermal velocity ng gas. Ang paraan ng paghubog na ito ay lubhang kawili-wili mula sa punto ng view ng pagkuha ng mga beam na may mataas na intensity, pati na rin ang mga monochromatic beam.
Sa ilalim ng mainam na kondisyon ng tuluy-tuloy na daloy ng gas, umaalis ito sa tangke sa pamamagitan ng maliit na butas at nakakaranas ng adiabatic expansion. Ang paunang enthalpy H 0 ng mga particle ay na-convert sa kinetic energy ng nakadirekta na daloy mu 2 at ang natitirang enthalpy H = U + PV, kung saan ang U ay ang panloob na enerhiya, ang P ay ang presyon ng masa, at ang V ay ang volume. Ang batas ng konserbasyon ng enerhiya ay nagbibigay ng:
H0 = H + mu 2. (13) Gamit ang tiyak na kapasidad ng init ng gas sa pare-parehong presyon c p, ang temperatura ng paunang reservoir T0 at ang lokal na temperatura ng gas T sa axis ng lumalawak na sinag, nakukuha namin ang :
c p T0 = c p T + mu 2, (14) kung saan - 1 T = T0 1 + (g - 1) M 2, (15) 2 cp kung saan g =. Ang Mach number M ay ang ratio ng jet velocity u sa lokal na sound velocity cV sa gas c = (gkT / m)1 / 2. Ang M2 ay ang fraction ng energy ng direct motion mula sa thermal energy ng gas.
Kung ang natitirang gas pressure p1 sa silid na direkta sa likod ng nozzle ay nakakatugon sa kondisyon:
g p1 2 g +1 (16), p 0 g - pagkatapos ay maabot ng numero ng Mach ang halaga M = 1 sa pinakamaliit na bahagi ng nozzle. Narito ang p 0 ay ang presyon ng gas sa orihinal na reservoir. Sa ganitong mga kondisyon, ang daloy ng gas ay umabot sa pinakamataas na halaga nito.
Ang tiyak na kapasidad ng init sa pare-parehong presyon c p para sa isang monatomic gas ay katumbas ng kT. Pagkatapos - 21 5 1 kT0 = mu 2 + kT + kT. (17) 2 2 Ang unang termino sa kanang bahagi ay ang kinetic energy ng directed mass flow, ang pangalawang term ay ang kinetic energy ng thermal motion5. Ang ikatlong termino ay nauugnay sa enerhiya na nilalaman ng isang perpektong gas sa temperatura T, na pinipilit ang gas na lumawak.
Ang lahat ng tatlong termino ay maaaring isulat bilang mga function ng Mach number, sa partikular, ang kinetic energy ay nakasulat bilang:
1 mu = c p (T0 - T) = c pT0 1 - 1 + (g - 1) M.
(18) 2 2 Ang numero ng Mach ay tumataas sa pagtaas ng distansya l mula sa nozzle, dahil sa pagpapalawak ng gas, hindi lamang ang temperatura ng gas, kundi pati na rin ang density (at, nang naaayon, ang bilang ng mga banggaan ng butil sa bawat yunit ng oras) ay bumababa. sa pagtaas ng distansya. Sa wakas, sa isang tiyak na distansya l m, humihinto ang paglamig ng sinag at ang numero ng Mach ay umabot sa pinakamataas na halaga nito M T at nananatiling `frozen'.
Para sa distansya l m, ang empirikal na kaugnayan ay ibinigay sa gawain:
p l m = 0.67d t 1, (19) p kung saan ang d t ay ang diameter ng nozzle ng lalamunan. Dagdag pa, ang maximum na numero ng Mach ay maaaring tantiyahin ng expression:
g - (20) g M T = 1.2 Kn 0, kung saan ang Kn 0 ay ang Knudsen coefficient na tinutukoy ng mga kondisyon ng nozzle. Tulad ng nabanggit na, para sa isang nozzle na may diameter na 2 mm sa temperatura na 100 K, Kn 0 » 0.02, at sa gayon ang maximum na numero ng Mach ay 6.
Humigit-kumulang sa parehong halaga sa ilalim ng mga kundisyong ito ay ibinibigay sa trabaho, kung saan ang pagtitiwala ng numero ng Mach sa distansya, na sinusukat sa mga yunit ng diameter ng nozzle, ay nagmula.
Sa layo l m mayroong isang paglipat mula sa hydrodynamic hanggang sa molekular na daloy. Hindi mas maaga kaysa sa naganap na paglipat na ito, ang sinag ay dapat na ipasa ang skimmer sa rehiyon ng mas mahusay na vacuum. Gayunpaman, ang paglipat sa rehiyon ng mas mahusay na vacuum ay maaaring gawin sa isang frame ng sanggunian na gumagalaw sa bilis na nauugnay sa laboratoryo.
22 upang maimpluwensyahan ang mga shock wave na nagmumula dahil sa interaksyon ng gas jet at ang natitirang gas. Samakatuwid, ang lokasyon ng skimmer ay dapat piliin nang may matinding pag-iingat upang maiwasan ang malakas na epekto mula sa mga shock wave na bumubuo sa Mach disk.
Ipagpalagay natin na ang istraktura ng beam ay hindi naaabala ng pagkakaroon ng isang skimmer, at, bilang karagdagan, pagkatapos ng skimmer, ang beam ay nasa molecular flow regime. Pagkatapos ang peak intensity sa beam axis bawat unit solid angle ay ibinibigay ng sumusunod na expression:
I (v) = n s Bilang v f (v)dWdv, (21)
(v - Ws) v f (v)dv = p exp - dv, (22) z s3 z s kung saan z s = (2kTs / m)1 / 2 at Ws = M s (gkTs / m)1 / 2 . Ang index s ng mga variable ay sumasalamin sa kanilang pagkalkula kapag ang sinag ay pumasok sa leeg ng skimmer. Mula sa expression (22) madaling mahanap ang pinaka-malamang na bilis ng supersonic beam:
v0 = (23) 2 gMs
gM s2 + f c = Bilang Ac n sWs 1/s. (24) 2pl sc Narito ang l sc ay ang distansya sa pagitan ng skimmer at ng collimator. Ayon sa papel, ang nakuha sa intensity ng beam na ibinigay ng pagbuo ng isang beam na may hydrodynamic properties kumpara sa simpleng gas outflow ay:
1/ cp G @ p k gM s2. (25) Gayunpaman, ang ipinakita na pagtaas sa intensity ay na-overestimated para sa mga tunay na beam. Ito ay dahil sa ang katunayan na mayroong scattering ng beam particle sa natitirang gas ng vacuum chamber.
23 1.3.4 Pagsusuri ng intensity ng pinagmulan Ang pag-alam sa density ng mga particle na lumalabas sa nozzle ay mahalaga para sa pagtantya ng intensity ng pinagmumulan ng mga polarized atoms. Ang isang paraan na nagbibigay-daan naman sa pagtatantya ng density ay inilarawan sa. Ang ideya nito ay ang conical nozzle ay pinalitan ng isang serye ng mga maiikling tubo na may diameter na d in - d out di = i + d out. (26) N at haba ln l = li =. (27) N Narito ang l n ay ang lalim ng nozzle, ang N ay ang bilang ng mga tubo, ang d in at d out ay ang nozzle inlet at diameter ng lalamunan, ayon sa pagkakabanggit.
PN N N- N- Pi i Pi P 2. Scheme ng paghahati ng nozzle sa elementary tubes.
Ang daloy ng gas mula sa isang volume patungo sa isa pa sa pamamagitan ng elementary tube (tingnan ang Fig. 2) ay tinukoy bilang:
Q = C i (Pi 2 - Pi1) (28) kung saan ang Pi 2 at Pi1 ay ang mga presyon sa magkabilang panig ng tubo, bukod dito, upang mapanatili ang pagpapatuloy ng presyon, Pi 2 = Pi +1.1, C i ay ang conductivity ng tubo , kung saan mayroong isang unibersal na formula para sa anumang rehimen ng daloy ng gas:
d (P + Pi1) d i3 Tb 1.96 10 - 2 i i 2 l/s.
C i = 1.25 10 -6 + 3.04 10 4 (29) 2h l M - 24 Sa formula na ito, ang lahat ng mga linear na sukat ay ipinahayag sa mm, ang mga presyon ay nasa mbar, h = 8.58 10 -8 mbar s M - molar mass, viscosities sa temperatura ng silid.
Ang viscosity coefficient ng temperatura ng silid ay maaaring ma-convert sa anumang iba pang temperatura gamit ang constant C ng Sutherland, na para sa hydrogen ay 73:
T 1 + C / T h T = hT0. (30) T0 1 + C / T Tn = 100 K ang temperatura ng gas ay Para sa isang nozzle na may temperatura na katumbas ng Tb = 0.290 Tn = 29 K . Samakatuwid, ang viscosity coefficient ay magiging h = 9.59 10 -9 mbar·s. (31) Ang particle density sa nozzle throat ay tinukoy bilang P n=, (32) kTb kung saan ang k = 1.38·10-19 mbar·cm3/K ay ang Boltzmann constant. Ang expression para sa Pi 2 na sumusunod mula sa mga equation (28) at (29) ay nakasulat bilang:
Pe Q e e + + Pi1 + i1 + Pi 2 = - (33), 2z 2z u xz 3.04 10 4.
M Upang matantya ang densidad ng beam sa labasan mula sa nozzle, kinakailangan na gumawa ng isang pagpapalagay tungkol sa pamamahagi ng presyon ng gas sa loob ng dissociator discharge tube. Sa panahon ng operasyon ng ABS sa accelerator, ang daloy ng pumapasok ng molecular hydrogen ay binalak na mapanatili sa 1.7 mbar l/s. Para sa naturang daloy, ang presyon na sinusukat sa pasukan sa discharge tube ng dissociator ay 1.53 mbar.
Ipagpalagay natin na ang discharge region ay humigit-kumulang sa gitna ng dissociator.
Matapos ang proseso ng dissociation at recombination sa ibabaw ng discharge tube, ang antas ng dissociation sa dulo ng outlet nito ay 90%, at, dahil dito, ang bilang ng mga particle, 25, ay 1.9 beses na mas malaki kaysa sa pasukan sa dissociator. Ito ay sumusunod mula dito na ang presyon na nilikha ng gas sa pasukan sa nozzle ay PN 2 = 2.81 mbar.
Ang pagkakaroon ng pagkalkula ayon sa pamamaraan sa itaas na may bilang ng mga partisyon N = 90, ang presyon sa lalamunan ng nozzle ay lumalabas na P12 = 2.78 mbar. Pagkatapos, mula sa expression (32) ang particle density ay n = 6.95 1017 cm -3. (35) Ang kaugnayan (24) ay maaaring muling isulat bilang As n0 a 0 M Ac fc = (3 + gM 2) 2pl sc 3 (36) 1 1 + (g - 1)M 2 kung saan ang n0 ay ang density ng particle sa nozzle lalamunan, ang a0 ay ang bilis ng tunog sa nozzle at M = M s.
Dahil a0 = 4.1376 10 4 cm/s sa temperatura Tb, ang daloy ng gas sa collimator ay f c = 2.24 1018 1/s. (37) Gaya ng nabanggit na, ang naturang pagtatantya ay nagbibigay ng labis na tinantiyang halaga para sa intensity. Ang dahilan nito ay ang proseso ng intensity attenuation dahil sa pagkalat ng mga particle ng beam ng natitirang gas.
Sa pagsasagawa, upang matukoy ang mga parameter ng sistema ng pagbuo ng beam kung saan ang intensity nito ay maximum, ginagamit ang mga empirical na pamamaraan. Para sa layuning ito, ang intensity ng atomic beam ay sinusukat bilang isang function ng geometry ng nozzle, skimmer, at collimator, ang daloy ng pumapasok na gas, at ang temperatura ng nozzle.
Sa pagsasaalang-alang na ito, kapag lumilikha ng mga pag-install para sa pagtatrabaho sa mga atomic at molekular na beam, kinakailangan upang matiyak ang posibilidad ng pagsasaayos ng buong posibleng hanay ng mga parameter ng sistema ng pagbuo ng beam.
26 Kabanata 2
Mga paraan para sa paglikha ng polarization sa mga atomic beam 2.1 Panimula Ang pamamaraan para sa paglikha ng mga beam ng mga polarized na proton at (o) deuteron ay binubuo sa paghahanda ng isang sinag ng mga neutral na atomo sa paraang ang mga spin ng nuclei (proton o deuteron) sa isang atom ay pangunahing nakatuon. kasama ang direksyon ng panlabas na magnetic field. Sa kasunod na ionization ng mga atomo, halimbawa, sa pamamagitan ng epekto ng elektron, ang nuclear polarization ay napanatili, na ginagawang posible na makakuha ng mga beam ng polarized protons (o deuteron).
Ang pamamaraan para sa paglikha ng mga polarized beam ng neutral hydrogen o deuterium atoms ay batay sa katotohanan na ang nuclear at electron spins ay magkakaugnay. Samakatuwid, sa pamamagitan ng pagkilos sa magnetic moment ng electron, maaari ding kumilos ang isa sa nuclear spin.
Ang hydrogen atom sa ground state ay may electron spin S = 1/2 na may projection mj = ±1/2 at isang proton spin I = 1/2 na may projection mI = ±1/2. yun. ang kabuuang rrr spin ng atom F = S + I (F = 0, 1) ay may mga projection na mF = 0 at mF = 0, ±1, ayon sa pagkakabanggit.
Ang pagkakaiba ng enerhiya sa pagitan ng mga antas na may F = 0 at F = 1 sa kawalan ng panlabas na magnetic field DW = h1420.4 MHz . Bilang resulta ng pakikipag-ugnayan ng magnetic moment ng isang atom na may panlabas na magnetic field, ang antas na may F = 1 ay nahati, ayon sa epekto ng Zeeman. Ang lakas ng panlabas na larangan ay tinutukoy ng kaugnayan sa tinatawag na. "kritikal" na field Bc, na tinukoy bilang DW Bc = (para sa hydrogen 507 G), (38) (g I - g j)m B electron sa mga yunit ng Bohr magneton m B = -0.927 10 -20 erg/G. yun. ang lakas ng field ay tinukoy bilang c = B/Bc.
Ang paghahati ng enerhiya ay tinutukoy ng Breit-Rabi formula:
27 DW DW 4m F + g I m B m F Bc c + (-1) F +1 c + c2.
W =- 1+ (39) 2(2 I + 1) 2I + 3.
2 mF F=1 + 1: mj=+1/2 mI=+1/ W/DW 0 2: mj=+1/2 mI=-1/ 0 - 3: mj=-1/2 mI=-1 / 4: mj=-1/2 mI=+1/ F= - - 0 2 4 6 c=B/Bc 3: Energy level diagram ng isang hydrogen atom sa isang magnetic field B. Para sa ground state Bc = 507 G, para sa 2S1/2 state Bc = 63.4 G. Ang enerhiya W ay sinusukat sa mga yunit ng DW = h1420.4 MHz (= 5.9 10-6 eV).
Sa rehiyon c 1 ang slope ng mga kurba ay tinutukoy ng magnetic moment ng electron.
r r Kapag ang c 1, S at I ay hindi na independyenteng mga vector; samakatuwid, sa rehiyon ng mahinang mga patlang, ang mga kurba ay tinutukoy ng mga projection na mF ng kabuuang spin F.
2 mF 1: mj=+1/2 mI=+ +3/ F=3/2 2: mj=+1/2 mI= +1/ 3: mj=+1/2 mI=- W/DW -1 / 0 -3/2 4: mj=-1/2 mI=- -1/2 5: mj=-1/2 mI= 6: mj=-1/2 mI=- F=1/2 +1/ - -4 0 2 4 6 c=B/Bc 4: Energy level diagram ng isang deuterium atom sa isang magnetic field B. Para sa ground state Bc = 117 G, para sa 2S1/2 state Bc = 14.6 G. Ang enerhiyang W ay sinusukat sa mga yunit ng DW = h327.4 MHz (= 1.4 10-6 eV).
28 Para sa deuterium, na mayroong nuclear spin I = 1 (F = 1/2 at F = 3/2), ang critical field ay Bc = 117 G. Ang pag-asa ng enerhiya ng mga antas ng hyperfine ng deuterium sa lakas ng panlabas na magnetic field ay ipinapakita sa fig. 4.
Ang polarization ng isang proton na may spin I = 1/2 (mI = ±1/2) ay tinukoy bilang vector polarization N m I = +1/2 - N mI = -1 / Pz (I = 1/2) = , (40 ) N m I = +1 / 2 + N m I = -1 / kung saan, N mI = +1/ 2 at N mI = -1/2, ayon sa pagkakabanggit, ang bilang ng mga atom na may spin parallel at antiparallel sa inilapat na panlabas na larangan.
Upang ilarawan ang polariseysyon ng deuteron, na mayroong nuclear spin I = 1 (mI = –1, 0, +1), bilang karagdagan sa vector polarization N m I = +1 - N m I = - Pz (I = 1) = (41) N m I = +1 + N m I = 0 + N m I = -1, ginagamit din ang tensor polarization, na tinukoy bilang 1 - 3 N mI = Pzz (I = 1) = (42 ) N m I = +1 + N m I \u003d 0 + N m I \u003d -1.
Sa fig. Ipinapakita ng Figure 5 ang mga dependences ng vector (I = 1/2 at I = 1) at tensor (I = 1) polarizations ng hyperfine level ng hydrogen at deuterium bilang isang function ng external magnetic field. Ang estado 1, 3 para sa hydrogen at 1, 4 para sa deuterium ay dalisay at ganap na polarized anuman ang magnitude ng panlabas na magnetic field.
Sa isang malakas na magnetic field sa hydrogen states 2 at 4, ang proton at electron ay polarized sa magkasalungat na direksyon. Habang bumababa ang patlang, ang mga magnetic moment ng proton at electron ay nagsisimulang mauna nang may paggalang sa isa't isa, bilang isang resulta kung saan bumababa ang polarization ng proton, tulad ng ipinapakita sa Fig. 5. Sa kawalan ng panlabas na field, ang proton at electron polarizations ay nagbabago ng sinusoidally sa oras (na may Larmor frequency), sa average na lumilikha ng zero polarization. Ang katulad na pangangatwiran ay maaaring isagawa para sa deuterium states 2, 3, 5, at 6.
29 Hydrogen Vector polarization Pz 0. -0. - 0.01 0.1 c = B/Bc 5. Nuclear polarization ng mga antas ng hyperfine splitting ng hydrogen atom bilang isang function ng panlabas na magnetic field.
Deuterium Vector polarization Tensor polarization Pz Pzz 1 + 1 0. 0. 2 0 -0. tatlumpu. -isa. -1 - 0.01 0.1 1 10 0.01 0.1 1 c = B/Bc c = B/Bc 6. Nuclear polarization ng mga antas ng hyperfine splitting ng deuterium atom bilang isang function ng panlabas na magnetic field.
Sa isang malakas na larangan ng isang naghihiwalay na magnet, ang mga atom na may mj = +1/2 ay may zero nuclear polarization. Para sa pantay na populasyon na antas ng hydrogen 1, 2, i.e.
N mI \u003d + 1 / 2 \u003d N mI \u003d -1 / 2 at deuterium 1, 2 at 3, i.e. N mI = +1 = N mI = 0 = N mI = -1, mula sa fig. Makikita mula sa Fig. 6 na Pz = 0 at Pzz = 0 sa c 1. Sa panahon ng adiabatic transition sa c 1 region, Pz = +1/2 para sa hydrogen, Pz = +1/3 para sa deuterium, at Pzz = –1/3.
Kaya, upang lumikha ng isang polariseysyon ng isang atomic beam, kinakailangan upang pumili ng mga atomo sa isa o ilang, sa kaso ng tensor polarization ng deuterium, hyperfine states.
30 Sa kasalukuyan, ang mga instalasyon para sa paglikha ng mga polarized beam ay malawakang ginagamit sa iba't ibang pisikal na eksperimento bilang mga pinagmumulan ng mga polarized na proton at deuteron para sa mga naka-charge na particle accelerator at bilang mga polarized na target ng gas. Ang pinakakaraniwang uri ng naturang mga pag-install ngayon ay:
pinagmumulan gamit ang Lamb shift (LSS6);
mga mapagkukunan na may optical pumping (OPPIS7);
· polarized na pinagmumulan ng mga atomic beam (PABS8).
2.2 Mga pinagmumulan gamit ang Lamb shift (LSS) Gaya ng nabanggit na, para makalikha ng polarization sa isang beam, kinakailangang piliin ang "kinakailangang" hyperfine states. Ito ay nakakamit pareho sa pamamagitan ng spatial na paghihiwalay ng mga bahagi ng beam (Stern-Gerlach-type na mga mapagkukunan) at sa pamamagitan ng paggamit ng pamamaraan ng pag-discharge ng isang 2S1/2-metastable na estado sa isang panandaliang 2P1/2-estado.
E mS +1/ 2S1/2 mI +1/2 -1/ (t = 0.14 s) F=1 1609 MHz 0 -1/ 4.410-6 eV DELamb +1/ DEhyperfine -1/ 2P1/2 1.610-7 eV (t ~ 10-9 s) Panlabas na magnetic field, G 535 Fig. 7. Diagram ng mga antas ng enerhiya ng hyperfine splitting para sa 2S1 / 2 at 2P1 / 2 na estado ng hydrogen atom.
Lamb-Shift Source Optitically Pumped Polarized Ion Source Polarized Atomic Beam Source - 31 Ipinapakita ng Figure 7 ang energy level diagram ng hyperfine splitting para sa 2S1 / 2 at 2P1 / 2 na estado ng hydrogen atom. Sa kawalan ng panlabas na magnetic field, ang pagkakaiba ng enerhiya sa pagitan ng mga antas na ito (ang Lamb shift) ay 1058 MHz. Ang pangunahing katangian ng antas ng 2S1 / 2 ay na ito ay isang metastable na antas na may panghabambuhay na t 2 S1 / 2 » 0.1 s. Ang Antas 2P1 / 2 naman ay panandalian, na may panghabambuhay na t 2 P1 / 2 ~ 10 -9 s.
a Kasunod ng notasyong pinagtibay sa gawain, tinutukoy namin sa pamamagitan ng mga bahagi ng 2S na estado na may mj = +1/2, hanggang b, ayon sa pagkakabanggit, ang mga sangkap na may mj = –1/2. Ang mga katumbas na bahagi ng estado ng 2P ay lalagyan ng e at f. Gaya ng makikita sa fig. 7, kapag ang magnetic field ay umabot sa 535 at 605 G, ang mga b state ay naghahalo sa mga e state sa presensya ng isang panlabas na electric field dahil sa Stark effect. Ang prosesong ito ay madalas na tinutukoy bilang ang paglabas ng 2S1 / 2 metastable na estado. Kaya, tanging ang mga estadong a na may mj = +1/2 at mI = ±1/2 ang nananatili sa beam.
Ang pagkakaiba sa pagitan ng mga energies ng mga antas a+ at e+, at a– at e–, kung saan ang mga senyales na “+” at “–” ay tumutukoy sa tanda ng projection ng proton spin (mI), ay ~1600 MHz sa isang magnetic field ng 535 at 605 G, ayon sa pagkakabanggit. Kaya, sa pamamagitan ng paglalapat, bilang karagdagan sa mga magnetic at electric field, isang high-frequency na field na may dalas na ~1600 MHz at pagtatakda ng isa o isa pang halaga ng magnetic field, posibleng i-discharge ang a+ o a– na antas. Yung.
lumikha ng positibo o negatibong vector beam polarization.
1 2 Alkali metal vapor chamber Pinagmumulan ng proton para sa pagbuo Spin filter (ionizer) ng mga metastable na atom sa (2S1/2) 8. Mga pangunahing elemento ng isang polarized source sa Lamb shift.
Sa fig. Ipinapakita ng Figure 8 ang mga pangunahing elemento ng isang polarized source sa Lamb shift. Upang lumikha ng mga metastable na atom, ang isang proton beam mula sa isang ionizer (1) ay dumaan sa isang silid na puno ng mga alkali metal na singaw (2), kung saan, bilang isang resulta ng pakikipag-ugnayan ng palitan ng bayad, ang mga atomo ay nabuo sa 2S1 / metastable na estado. Susunod, ang sinag ng mga metastable na atom ay pumapasok sa spin filter (3), kung saan ang mga b-state ay pinalabas at isa sa dalawang a - 32 na estado ay napili. Kaya, sa output ng pinagmulan, ang isang sinag na may isa o isa pang vector polarization ay nakuha.
Ang mga source na gumagamit ng Lamb shift ay pangunahing ginagamit bilang mga source ng polarized protons para sa mga charged particle accelerators.
Gayunpaman, ang prinsipyo ng pagpapatakbo ng mga mapagkukunan ng ganitong uri ay natagpuan ang malawak na aplikasyon sa larangan ng mga sukat ng polariseysyon. Ang mga naturang device ay tinatawag na polarimeters gamit ang Lamb shift, at ginagawang posible na sukatin ang polariseysyon ng mga beam ng neutral atoms at ions na may enerhiya na ilang daang electron volts na may katumpakan na halos 1%. Ang setup na inilarawan sa , sa partikular, ay ginamit sa kurso ng mga sukat ng polariseysyon ng hydrogen at deuterium beam ng ANKE ABS.
Kasama sa mga bentahe ng mga source na gumagamit ng Lamb shift ang medyo simpleng disenyo, pagiging maaasahan, at mababang halaga. Ginagawa rin nilang posible na makakuha ng proton at deuteron beam na may medyo mataas (7080%) na antas ng polarisasyon. Gayunpaman, ang pangunahing kawalan ng mga mapagkukunan ng ganitong uri ay ang mababang intensity na bihirang lumampas sa 0.5 mA. Ang mababang intensity ng beam ang naglilimita sa paggamit ng mga LSS bilang mga polarized na target, dahil ang epektibong density ng naturang target ay ~105 atoms/cm2.
2.3 Optical pumped sources (OPPIS) Optical pumped sources ay gumagana tulad ng sumusunod.
Ang proton beam mula sa ECR9 ionizer (1, Fig. 9) ay pinabilis sa isang enerhiya ng ilang kiloelectronvolts at pumapasok sa neutralizer chamber na puno ng alkali metal vapors (2). Ang paggamit ng circularly polarized laser radiation ay ginagawang posible na lumikha ng polarization kasama ang electron spin sa alkali metal atoms (optical pumping). Dagdag pa, bilang resulta ng reaksyon ng palitan ng singil, kinukuha ng mga proton ng beam ang mga polarized na electron ng mga atomo ng alkali metal at bumubuo ng mga neutral na atomo sa metastable na 2S1/2 na estado.
Upang mapanatili ang electronic polarization ng metastable atoms, ang chamber (2) ay inilalagay sa isang malakas na longitudinal magnetic field. Kaya, ang isang sinag ng mga neutral na atomo na polarized kasama ang electron spin ay nabuo sa output ng neutralizer.
Electron Cyclotron Resonance - 33 Laser para sa optical pumping ng alkali metal vapors Polarization transfer Pagkuha ng polarized Proton source mula sa electron patungo sa proton Alkali atom electron ionizer (ECR ionizer) sa pamamagitan ng Sohn metal effect 1 2 3 Fig. 9. Prinsipyo ng pagpapatakbo ng isang optically pumped source.
Ang paglikha ng nuclear polarization ay batay sa paglipat ng electron polarization sa isang proton, o ang tinatawag na Son effect. Ang kakanyahan nito ay ang mga sumusunod.
Dahil ang sinag ng mga metastable na atom ay polarized sa kahabaan ng electron spin, ang beam ay naglalaman ng mga atomo lamang sa states 1 at 2, na mayroong antiparallel nuclear spin. Sa isang pagbaba ng adiabatic sa panlabas na magnetic field, ang mga estado 1 at 2 ay mapupunta sa mga estado 1' at 2' (tingnan ang Fig. 10), ang mga nuclear spin na kung saan ay parallel. Kaya, sa labasan ng silid (3, Fig. 9), ang sinag ng mga metastable na atom ay nakakakuha ng nuclear polarization.
Susunod, ang sinag ng polarized metastable atoms ay pumapasok sa ionizer (4) o sa pangalawang silid na naglalaman ng alkali metal vapors, kung saan ang mga H - ions ay nabuo bilang isang resulta ng pakikipag-ugnayan ng pagpapalitan ng singil. Ang nuklear na polariseysyon na taglay ng isang sinag ng mga neutral na metastable na atom ay napanatili sa kasong ito.
E 3’ 2’ 1’ 4’ B negatibo B positibo 10. Mga antas ng enerhiya ng hyperfine splitting ng hydrogen atom sa 2S1 / 2 na estado bilang isang function ng panlabas na magnetic field.
Kaya, sa output ng OPPIS mayroong isang sinag ng mga polarized proton o H - -ions na may enerhiya ng ilang kiloelectronvolts.
34 Ang mga pinagmumulan ng optically pumped ay natagpuan ang kanilang pangunahing aplikasyon bilang mga mapagkukunan ng mga polarized na proton para sa iba't ibang mga accelerator. Karaniwan, ngayon, ang mga parameter ng OPPIS ay: beam current ~1 mA (para sa DC sources) at polarization ~75%. Gayunpaman, sa kabila ng medyo mataas na intensity at polarization ng beam, ang mga mapagkukunan ng ganitong uri ay bihirang ginagamit bilang mga polarized na target, dahil ang sinag na kanilang nilikha ay may medyo mataas na bilis (~105 m/s), na humahantong sa pagbaba sa epektibong target na density sa 109 atoms/cm2.
2.4 Polarized Atomic Beam Sources (PABS) Ang ideya ng paglikha ng pinagmumulan ng mga polarized atoms ay iniharap ni Norman F. Ramsey noong . Ang kakanyahan nito ay nakasalalay sa spatial na paghihiwalay ng mga bahagi ng hyperfine beam sa isang nonuniform magnetic field at kasunod na induction ng mga transition sa pagitan ng mga antas ng hyperfine splitting.
vacuum pumps vacuum pump H2, D2 4 5 6 accelerator beam vacuum pumps vacuum pump Pic. 11: Block diagram ng pinagmumulan ng polarized atomic hydrogen/deuterium. 1 regulator ng daloy ng gas;
2 - radiofrequency dissociator;
3 - sistema ng pagbuo ng gas jet (nozzle, skimmer, collimator);
4 - ang unang pangkat ng mga spin-separating magnet;
5 - ang unang pangkat ng mga bloke ng hyperfine transition;
6 - ang pangalawang pangkat ng mga spin-separating magnet;
7 - ang pangalawang pangkat ng mga bloke ng hyperfine transition;
8 storage cell (target).
Ang mga pangunahing elemento ng PABS ay (tingnan ang Larawan 11):
· isang aparato para sa pagbibigay at pagkontrol sa daloy ng molecular hydrogen (H2) o deuterium (D2);
dissociator, kung saan ang mga molekula ng H2 o D2 ay naghihiwalay sa mga neutral na atomo;
· sistema ng pagbuo ng gas jet (nozzle, skimmer, collimator);
· isang sistema para sa paglikha ng polarization (mga magnet na naghihiwalay sa spin at mga bloke ng hyperfine transition).
35 Karaniwang ginagamit ang RF dissociator upang lumikha ng hydrogen o deuterium atomic beam. Ang mga libreng electron ay pinabilis sa isang mataas na dalas na electromagnetic field at nakaka-excite sa mga antas ng vibrational ng mga molekulang hydrogen. Ang prosesong ito ay maaaring ilarawan bilang mga sumusunod:
H 2 + e - + DE ® H 2 + e - ® H + H + e -, * kung saan ang DE = 8.8 eV ay ang excitation energy ng vibrational level ng isang hydrogen at deuterium molecule.
Ang flux ng molecular hydrogen (deuterium) ay karaniwang umaabot mula 0.5 hanggang 2 mbar l/s. Ang pinakamataas na limitasyon ay dahil sa pagbaba sa antas ng dissociation sa mas matataas na flux. Kaya, ito ay kinakailangan upang mahanap ang pinakamainam na mga kondisyon ng operating kung saan ang parehong antas ng dissociation at ang daloy ng gas ay maximum.
Ang sinag na nahiwalay sa mga atom ay dumadaan sa sistema ng pagbuo ng gas jet, ibig sabihin, isang nozzle, isang skimmer, at isang collimator. Ang temperatura ng nozzle ay nagpapatatag sa rehiyon na 80 K, na ginagawang posible na makuha ang bilis ng pamamahagi ng bahagi ng atomic beam na kinakailangan para sa maximum na throughput ng spin-separating magnets.
Matapos mabuo ang sinag, ito ay pumapasok sa sistema ng mga spin-separating sextupole magnets, kung saan ang atomic component ay pinaghihiwalay ng oryentasyon ng electron spin. Kaya, ang mga estado na may electron spin projection mj = +1/2 at mj = –1/2 ay spatially na pinaghihiwalay sa isang malakas na inhomogeneous magnetic field. Bilang resulta, ang atomic component na may mj = –1/2 ay umaalis sa sinag at inaalis ng mga bomba na nagbibigay ng pumping palabas ng vacuum chamber.
Upang lumikha ng isang naibigay na vector o tensor polarization, i.e. paglikha ng isang tiyak na populasyon ng mga antas ng hyperfine splitting, ang pamamaraan ng paggulo ng mga transition sa mga patlang ng dalas ng radyo ay ginagamit.
Ang kakanyahan ng pamamaraang ito ay ang mga sumusunod. Sa pagdaan ng isang atomic beam sa rehiyon ng magnetic field B at ng radio frequency field na may dalas na tumutugma sa pagkakaiba ng enerhiya sa pagitan ng mga antas ng paghahati ng hyperfine para sa isang ibinigay na B, ang mga paglipat sa pagitan ng mga ibinigay na antas ay nasasabik. Dahil ang mga transition sa pagitan ng hyperfine splitting level ay bidirectional, kinakailangan na ibukod ang posibilidad ng reverse transition na humahantong sa beam depolarization. Nakamit ang layuning ito sa pamamagitan ng pag-induce ng mga transition sa isang gradient magnetic field. Sa kasong ito, para sa isang atom na gumagalaw sa naturang field, ang mga kondisyon para sa paglipat ay nabuo lamang sa isang limitadong rehiyon ng espasyo, kung saan ang dalas ay tumutugma sa magnitude ng field. Mahalaga na kapag ang atom ay lumipat sa rehiyong ito, ang pakikipag-ugnayan sa photon ay iisa. Ito ay nakamit sa pamamagitan ng pagpili ng HF field amplitude, na tumutukoy sa density ng photon.Ang mga mapagkukunan ng mga polarized atomic beam ay malawakang ginagamit kapwa para sa pag-iniksyon ng mga polarized na proton at deuteron sa mga accelerator at bilang panloob na target ng gas. Ang mga karaniwang parameter ng PABS ngayon ay: beam intensity ~5·1016 atoms/s at polarization 8595%. Kapag ginagamit ang PABS bilang jet target, ang epektibong density ng naturang target ay ~5·1011 atoms/cm2. Sa kaso ng pag-iniksyon ng isang sinag ng mga polarized na atomo sa isang storage cell, ginagawa nitong posible na mapataas ang target density ng isa o dalawang order ng magnitude kumpara sa isang simpleng gas jet.
Kaya, kapag lumilikha ng isang polarized gas target para sa mga eksperimento sa nuclear physics, ang pinagmulan ng isang polarized atomic beam ay ang pinakamainam na pagpipilian, kabilang sa mga isinasaalang-alang sa itaas, dahil nagbibigay ito ng parehong mataas na density at mataas na polariseysyon ng target.
37 Kabanata 3
Pinagmulan ng polarized atomic hydrogen at deuterium para sa panloob na target ng gas ng ANKE spectrometer 3.1 Maikling paglalarawan ng disenyo Sa fig. Ipinapakita ng 12 ang posisyon ng ANKE ABS sa COZY storage ring sa pagitan ng deflecting magnet D1 at ng central magnet ng ANKE spectrometer D , at nagpapakita rin ng isang espesyal na vacuum chamber na idinisenyo upang mag-install ng iba't ibang uri ng mga target (accumulation cell, solid-state, cluster at mga target ng pellet). Dahil ang espasyo sa storage ring tunnel ay limitado, ang pinagmulan ay mai-install nang patayo. Ang nasabing setup scheme ay Source din ng polarized ANKE central magnet (D2) atomic hydrogen at deuterium ANKE ABS Deflecting magnet (D1) Target chamber Fig. 12. ANKE ABS at isang espesyal na silid ng vacuum para sa pag-mount ng iba't ibang uri ng mga target sa COZY storage ring. Ang pinagmulan ng polarized atomic hydrogen at deuterium ay matatagpuan sa pagitan ng deflecting magnet D1 at ng central magnet ng spectrometer D2. COZY beam na direksyon mula kaliwa hanggang kanan.
38 ay gagawing posible na ilagay ang pinagmulan na pinakamalapit sa gitnang magnet ng spectrometer, na, sa turn, ay isa sa mga pangunahing kadahilanan na tumutukoy sa angular na pagkuha ng spectrometer.
Ang isang detalyadong pagguhit ng ABS ay ipinapakita sa fig. 13. Isinasaalang-alang ng nilikhang disenyo ang karanasan sa paglikha at pagpapatakbo ng mga katulad na mapagkukunan sa IUCF at HERMES / DESY, gayunpaman, mayroon itong ilang mga pakinabang sa kanila.
Ang intermediate flange (7) sa pagitan ng upper at lower vacuum chamber ay nakakabit sa bearing bridge na nagkokonekta sa yoke ng magnet D1 at D2 (tingnan ang Fig. 12). Tinitiyak ng pangkabit na ito ang paggalaw ng ABS at ang vacuum chamber ng storage cell sa kabuuan, kapag ang gitnang magnet na D2 ay inilipat, at nagbibigay-daan din para sa mabilis na pag-dismantling ng pinagmulan at ang carrier bridge sa kabuuan.
Upang lumikha ng hydrogen o deuterium atomic beam, ginagamit ang radio frequency dissociator (1, Fig. 13). Ang RF power ay ibinibigay sa parallel LC circuit mula sa isang 13.56 MHz generator. Ang paglamig ng discharge tube ay ibinibigay ng daloy ng isang pinaghalong tubig-alkohol sa pagitan ng dalawang panlabas na coaxial tube na may mas malaking diameter. Upang patatagin ang temperatura ng nozzle sa hanay na 40100 K, ginamit ang isang cryogenerator (2), na konektado sa nozzle sa pamamagitan ng isang nababaluktot na tansong thermal bridge (3). Ang itaas na silid ng vacuum ay nahahati sa pamamagitan ng dalawang movable aluminum partitions (4) sa tatlong yugto ng differential pumping (I, II, III). Ang skimmer, na nagsisilbing pagbuo ng gas jet, ay naayos sa partisyon na naghihiwalay sa mga silid I at II. Ang disenyo ng upper flange ay nagbibigay-daan sa paggalaw ng nozzle axis na may kaugnayan sa skimmer axis sa lahat ng direksyon. Ang paggamit ng nababaluktot na koneksyon ng vacuum sa pagitan ng dissociator flange at ng itaas na flange ng vacuum chamber ay ginagawang posible na pag-iba-iba ang distansya sa pagitan ng nozzle at skimmer nang hindi nakakagambala sa vacuum. Ang isang collimator ay naka-install sa partition na naghihiwalay sa mga silid II at III, na sa wakas ay bumubuo ng gas jet.
Ang unang pangkat ng mga spin-separating sextupole magnet (5) ay nagbibigay, tulad ng sa klasikal na eksperimento ng Stern-Gerlach, ng spatial na paghihiwalay ng beam sa kahabaan ng electron spin. Sa kasong ito, ang component na may mj = +1/2 ay nakatutok sa malakas na inhomogeneous magnetic field ng sextupole at pumapasok sa hyperfine transition block (6), habang ang component na may mj = –1/2 ay defocused at inalis ng mga pump. na nagbibigay ng pumping palabas ng vacuum chamber. Ang block ng ultrafine transition (6), tulad ng mga magnet (5), ay mahigpit na naayos sa ABS central flange (7), na tumutukoy sa buong geometry ng pinagmulan.
39 I II III IV p Fig. 13. ANKE ABS drawing. Ang mga paliwanag ay ibinigay sa teksto.
Ang 40 Chamber IV ay naglalaman ng pangalawang pangkat ng mga spin-separating sextupole magnet (8) at karagdagang mga bloke ng hyperfine transition (9), na responsable sa paglikha ng tensor polarization ng deuterium beam.
Sa wakas, sa pinakailalim ay ipinapakita ang isang prototype na storage cell (10) na binalak para gamitin sa COZY storage ring.
Sa fig. Ang 14 ay isang larawan ng ANKE ABS at isang Lamb shift polarimeter sa laboratoryo ng IKP10.
kanin. 14. Larawan ng ANKE ABS sa laboratoryo. Ang taas ng upper vacuum chamber ay 80 cm.
Institut fr Kernphysik, Forschungszentrum Jlich, D-52428 Jlich, Germany - 41 Summing up, maaari nating sabihin na ang mga detalye ng disenyo, na idinidikta ng paggamit ng pinagmulan sa ilalim ng mga kondisyon ng eksperimento sa accelerator (limitadong pag-access para sa pagpapanatili, matinding limitasyon sa mga volume para sa pang-eksperimentong kagamitan, atbp.) na binubuo ng:
· sa compactness, na nagbibigay-daan upang i-install ang source sa limitadong espasyo ng COZY storage ring tunnel at sa parehong oras ay nagbibigay ng kinakailangang espasyo para sa detector system ng ANKE spectrometer.
· sa kadaliang mapakilos ng pinagmulan para sa mabilis na pag-mount at pagbaba sa singsing ng imbakan, na ginagawang posible na makabuluhang bawasan ang pagkawala ng oras ng pagbilis kapag pinapalitan ang pinagmulan ng isa sa mga di-polarized na target (solid-state, cluster, pellet target ) na ginagamit sa iba pang pisikal na eksperimento sa ANKE spectrometer.
3.2 Sistema ng vacuum Isa sa mga pangunahing salik na tumutukoy sa intensity ng isang atomic beam, at, dahil dito, ang target na density, ay ang bilis ng pumping ng mga nakakalat na atomo at molekula sa una at pangalawang silid ng pinagmulan (I, II, tingnan ang Fig. 13). Ang pakikipag-ugnayan ng natitirang gas sa mga particle ng beam ay sumisira sa direktang daloy ng mga atomo at sa huli ay humahantong sa pagbaba sa target na density. Upang mabawasan ang mga epekto ng scattering at attenuation ng beam sa natitirang gas sa mga mapagkukunan ng mga atomic beam, isang malakas na differential pumping system ang ginagamit, na nagbibigay ng vacuum sa una at pangalawang silid sa antas na 10-410-5 mbar .
3.2.1 Konstruksyon ng vacuum chamber Ang ABS vacuum chamber ay binubuo ng dalawang cylindrical vacuum chamber na naayos sa itaas at ibaba ng central bearing flange (7, Fig. 13), na may sukat na 40050050 mm3. Ang kapal ng pader ng upper at lower vacuum chamber na gawa sa hindi kinakalawang na asero ay 8 at 2.5 mm, ayon sa pagkakabanggit. Upang matiyak ang differential pumping, ang upper vacuum chamber, na may panloob na diameter na 390 mm, ay nahahati sa tatlong bahagi sa pamamagitan ng dalawang dividing partition. Hindi tulad ng iba pang mga mapagkukunan, ang mga dividing baffle ay ginawang movable, na lubos na nagpapadali sa pamamaraan para sa pag-optimize ng gas jet formation system.
Ang kumplikadong hugis ng mga baffle ay sanhi ng pagnanais na mapabuti ang mga kondisyon ng vacuum malapit sa nozzle, skimmer at collimator at upang magbigay ng maximum na bukas na espasyo para sa mga turbomolecular pump na nagbobomba sa una at pangalawang vacuum chamber. Ang itaas na partisyon na naghihiwalay sa mga silid I at II ay may diagnostic glass window para sa pagmamasid at pagbabago ng nozzle sa pamamagitan ng isang espesyal na flange sa kamara II. Ang parehong mga baffle na may diameter na 389 mm at taas na 200 mm ay gawa sa aluminyo sa pamamagitan ng precision casting. Sa kabila ng katotohanan na ang paghahagis ng aluminyo ay may porous na ibabaw, sa panahon ng operasyon walang mga problema na nauugnay sa pagkasira ng vacuum sa itaas na silid ng vacuum. Ang mga partisyon ay pinoproseso sa paraang ang conductivity ng gap, na mas mababa sa 0.5 mm, sa pagitan ng panloob na ibabaw ng vacuum chamber at ang ibabaw ng partition ay bale-wala. Ginawa nitong posible na maiwasan ang karagdagang compaction at makabuluhang pinasimple ang disenyo ng upper vacuum chamber.
kanin. 15. Upper movable partition.
Ang mga ball guide na naayos sa baffle at pag-slide sa kahabaan ng panloob na ibabaw ng vacuum chamber ay nagpapadali sa paglipat ng mga baffle sa kahabaan ng beam axis. Ang posisyon ng mas mababang baffle, kung saan ang collimator ay naayos, ay maaaring mabago sa tulong ng dalawang micrometer vacuum inlets na naayos sa central bearing flange nang hindi nasira ang vacuum.
Kaya, dapat tandaan na ang paggamit ng mga movable partition ng kumplikadong hugis ay naging posible upang:
· sa unang pagkakataon posible na pagsamahin ang tatlong yugto ng pinagmulan sa isang silid ng vacuum, na makabuluhang nabawasan ang mga linear na sukat nito at pinaliit ang bilang ng mga seal;
· bawasan ang distansya mula sa pinagmumulan ng gas sa vacuum pump at ang ratio ng "passive" na ibabaw ng mga silid sa "pumping out", na humantong sa isang makabuluhang pagpapabuti sa mga kondisyon ng pumping;
Ang deuteron ay isang nucleus na binubuo ng isang proton at isang neutron. Sa pamamagitan ng pag-aaral ng mga katangian ng pinakasimpleng sistemang nuklear na ito (deuteron binding energy, spin, magnetic at quadrupole moments), maaaring pumili ng potensyal na naglalarawan sa mga katangian ng interaksyon ng nucleon-nucleon.
Ang deuteron wave function na ψ(r) ay may anyo
ay isang magandang approximation para sa buong hanay ng r. 
Dahil ang spin at parity ng deuteron ay 1 + , ang mga nucleon ay maaaring nasa s-state (L = 0 + 0), at ang kanilang mga spin ay dapat magkaparehas. Ang kawalan ng bound state na may spin 0 sa deuteron ay nagsasabi na ang nuclear forces ay nakasalalay sa spin.
Ang magnetic moment ng deuteron sa S state (tingnan. Magnetic na sandali ng nucleus) μ(S) = 0.8796μ N , ay malapit sa pang-eksperimentong halaga. Ang pagkakaiba ay maaaring ipaliwanag sa pamamagitan ng isang maliit na admixture ng D state (L = 1 + 1) sa deuteron wave function. Magnetic moment sa D-state
μ(D) = 0.1204μ N . Ang D-state impurity ay 0.03.
Ang pagkakaroon ng isang admixture ng D-state at isang quadrupole moment sa deuteron ay nagpapatotoo sa hindi sentral na katangian ng mga puwersang nuklear. Ang ganitong mga puwersa ay tinatawag na mga puwersa ng tensor. Nakasalalay sila sa magnitude ng mga projection ng mga spin s 1 at s 2, mga nucleon sa direksyon ng unit vector, na nakadirekta mula sa isang deuteron nucleon patungo sa isa pa. Ang positibong quadrupole moment ng deuteron (prolonged ellipsoid) ay tumutugma sa atraksyon ng mga nucleon, ang flattened ellipsoid ay tumutugma sa repulsion.
Ang interaksyon ng spin-orbit ay nagpapakita ng sarili sa mga tampok ng pagkakalat ng mga particle na may nonzero spin sa non-polarized at polarized na mga target at sa scattering ng mga polarized na particle. Ang pag-asa ng mga pakikipag-ugnayang nuklear sa kung paano idinidirekta ang mga orbital at spin moment ng nucleon na may kaugnayan sa isa't isa ay makikita sa sumusunod na eksperimento. Ang isang sinag ng mga unpolarized na proton (mga spin na may parehong probabilidad ay nakadirekta sa conventionally "pataas" (asul na mga bilog sa Fig. 3) at "pababa" (mga pulang bilog)) ay nahuhulog sa target na 4 He. Spin 4 He J = 0. Dahil ang mga nuclear force ay nakasalalay sa relatibong oryentasyon ng mga vectors ng orbital momentum at spin , ang mga proton ay polarized sa panahon ng scattering, i.e. ang mga proton na may spin "up" (mga asul na bilog), kung saan ang ls, ay mas malamang na magkalat sa kaliwa, at ang mga proton na may "pababa" na umiikot (mga pulang bilog), kung saan ang ls, ay mas malamang na magkalat sa kanan. Ang bilang ng mga proton na nakakalat sa kanan at kaliwa ay pareho, gayunpaman, sa pagkalat sa unang target, ang beam polarization ay nangyayari - ang pamamayani ng mga particle na may isang tiyak na direksyon ng pag-ikot sa beam. Dagdag pa, ang kanang sinag, kung saan nangingibabaw ang mga proton na may spin "down", ay nahuhulog sa pangalawang target (4 He). Tulad ng sa unang scattering, ang mga proton na may spin "up" ay kadalasang nakakalat sa kaliwa, at ang mga may spin "down" ay kadalasang nakakalat sa kanan. Pero dahil sa pangalawang sinag, nangingibabaw ang mga proton na may spin "pababa"; sa pagkalat sa pangalawang target, ang angular na kawalaan ng simetrya ng mga nakakalat na proton na may kaugnayan sa direksyon ng insidente ng sinag sa pangalawang target ay makikita. Ang bilang ng mga proton na nirerehistro ng kaliwang detektor ay magiging mas kaunti kaysa sa bilang ng mga proton na nirerehistro ng kanang detektor.
Ang likas na palitan ng interaksyon ng nucleon-nucleon ay nagpapakita ng sarili sa pagkalat ng mga high-energy na neutron (ilang daan-daang MeV) ng mga proton. Ang differential neutron scattering cross section ay may maximum para sa backscattering sa cm, na ipinaliwanag sa pamamagitan ng pagpapalitan ng singil sa pagitan ng isang proton at isang neutron.
Mga katangian ng mga puwersang nukleyar
- Maikling hanay ng mga puwersang nuklear (a ~ 1 fm).
- Malaking halaga ng nuclear potential V ~ 50 MeV.
- Pag-asa ng mga puwersang nuklear sa mga pag-ikot ng mga partikulo na nakikipag-ugnayan.
- Tensor character ng interaksyon ng mga nucleon.
- Ang mga puwersang nuklear ay nakasalalay sa magkaparehong oryentasyon ng spin at orbital na mga sandali ng nucleon (mga puwersa ng spin-orbit).
- Ang pakikipag-ugnayan ng nuklear ay may pag-aari ng saturation.
- Singilin ang kalayaan ng mga puwersang nukleyar.
- Palitan ang katangian ng pakikipag-ugnayang nuklear.
- Ang pag-akit sa pagitan ng mga nucleon sa malalayong distansya (r > 1 fm) ay pinapalitan ng pagtaboy sa mga malalayong distansya (r< 0.5 Фм).
Ang potensyal na nucleon-nucleon ay may anyo (nang walang mga terminong palitan)