B.1 Giriş.
B.2 Kümülatif parçacıklar.
B.3 Spin 1 ile parçacıkların polarize durumlarının tanımı 5 B.4 Döteronların kümülatif protonlara parçalanmasının reaksiyonuna ilişkin verilerin kısa bir incelemesi.
B.5 Tez çalışmasının amacı ve yapısı.
DENEYİN KURULUMU
1.1 Motivasyon.
1.2 Deneysel kurulum.
1.3 Metodolojik ölçümler ve modelleme
1.4 Tetikleyicinin organizasyonu ve çalışma prensibi.
II YAZILIM
II. 1 Giriş açıklamaları
11.2 qdpb veri toplama ve işleme sistemi
11.3 Yapılandırılabilir veri ve donanım görünümleri
11.4 Oturuma bağlı sunumlar
11.5 DAQ sistemi KÜRE.
II. 6 Polarimetreler için veri toplama sistemleri.
III DENEYSEL SONUÇLAR VE TARTIŞMA
III. 1 Sistematik hata kaynaklarının analizi.
111.2 Deneysel veriler.
111.3 Deneysel verilerin tartışılması.
Önerilen tezler listesi
Kümülatif parçacıkların üretiminin reaksiyonlarında spin ve izospin etkilerinin incelenmesi 2007, Fizik ve Matematik Bilimleri Doktoru Litvinenko, Anatoly Grigorievich
0,7-9,0 GeV/c momentum aralığında polarize döteronların protonlar ve çekirdeklerle etkileşimlerinin incelenmesi 2006, Fizik ve Matematik Bilimleri Doktoru Ladygin, Vladimir Petrovich
270 MeV döteron enerjisinde -dd→3Hen ve -dd→3Hp reaksiyonlarının analiz yeteneklerinin açısal bağımlılığının incelenmesi 2007, Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı Janek, Marian
9 GeV/c'de A(d, p)x ve A(d, d)x reaksiyonlarında Ayy gücünü ve kısa mesafelerde döteronun yapısını analiz eden tensör 1998, Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı Ladygin, Vladimir Petrovich
880 ve 2000 MeV enerjilerde döteron-proton elastik saçılımının reaksiyonunun Ay, Ayy ve Axx analiz yeteneklerinin incelenmesi 2010, Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı Kurilkin, Pavel Konstantinovich
Teze giriş (özetin bir kısmı) "Sıfır açıda döteron-pion parçalanma reaksiyonunda T20'nin gücünü analiz eden tensör ölçümleri ve polarize kirişler üzerindeki kurulumların veri toplama sistemleri için yazılım geliştirme" konusunda
B.1 Giriş
Tez makalesi, tensör polarize döteronların kümülatif (eşik altı) pionlara parçalanması reaksiyonunda tensör analiz gücü T20'nin ölçülmesinin deneysel sonuçlarını sunar. Ölçümler, Ortak Nükleer Araştırma Enstitüsü'nün (LHE JINR, Dubna, Rusya) Yüksek Enerji Laboratuvarı'nın hızlandırıcı kompleksinde bir tensör polarize döteron ışını üzerinde SPHERE işbirliğiyle gerçekleştirildi. Polarizasyon gözlemlenebilirlerinin incelenmesi, polarize olmayan parçacıklarla reaksiyonlara kıyasla, Hamiltonyen etkileşimi, reaksiyon mekanizmaları ve reaksiyona dahil olan parçacıkların yapısı hakkında daha ayrıntılı bilgi sağlar. Bugüne kadar, bir nükleonun boyutundan daha küçük veya onunla karşılaştırılabilir mesafelerdeki çekirdeklerin özellikleri sorunu, hem deneysel hem de teorik açıdan yeterince incelenmemiştir. Tüm çekirdekler arasında döteron özellikle ilgi çekicidir: ilk olarak, hem deneysel hem de teorik açıdan en çok çalışılan çekirdektir. İkincisi, en basit çekirdek için olduğu gibi döteron için de reaksiyon mekanizmalarını anlamak daha kolaydır. Üçüncüsü, döteronun önemsiz olmayan bir dönüş yapısı (1'e eşit dönüş ve sıfır olmayan bir dört kutuplu moment) vardır ve bu, gözlemlenebilir spinleri incelemek için geniş deneysel olanaklar sağlar. Tez çalışmasında sunulan deneysel verilerin elde edildiği ölçüm programı, polarize olmayan çekirdeklerin çarpışmasında kümülatif parçacıkların üretimi ile reaksiyonlarda atom çekirdeğinin yapısının yanı sıra gözlemlenebilir polarizasyon çalışmalarının doğal bir devamıdır. döteron bozunma reaksiyonu. Tez çalışmasında sunulan deneysel veriler, küçük internükleon mesafelerde döteronun spin yapısını anlamada ilerlemeyi mümkün kılar ve bir lepton probu ile yapılan deneylerde ve parçalanma reaksiyonu çalışmasında elde edilen döteronun yapısı hakkındaki bilgileri tamamlar. tensör polarize döteronların ve bu nedenle alakalı görünüyor. Bugüne kadar, tez çalışmasında sunulan veriler sadece bunlardır, çünkü bu tür çalışmalar, şu anda ve önümüzdeki birkaç yıl içinde yalnızca JINR LHE hızlandırıcı kompleksinde mevcut olacak birkaç GeV enerjisine sahip polarize döteron kirişleri gerektirdiğinden, bu yönde araştırmalara devam etmek doğaldır. Söz konusu veriler uluslararası bir işbirliğinin parçası olarak elde edilmiş, bir dizi uluslararası konferansta rapor edilmiş ve ayrıca hakemli dergilerde yayınlanmıştır.
Bu bölümde ayrıca, daha fazla sunum için gerekli kümülatif parçacıklar, polarizasyon gözlemlenebilirlerinin tanımında kullanılan tanımlar hakkında bilgi veriyoruz ve ayrıca kısa inceleme Literatürde bilinen döteron bozunma reaksiyonu sonuçları.
B.2 Kümülatif parçacıklar
Kümülatif parçacıkların doğuşunun düzenlilikleri üzerine çalışmalar XX yüzyılın yetmişli yıllarının başından beri yürütülmektedir, , , , , , , , , , , , . Kümülatif parçacıkların üretimi ile reaksiyonların incelenmesi, parçalanan çekirdeklerdeki yüksek momentumlu (> 0.2 GeV/c) bileşenin davranışı hakkında bilgi sağlaması bakımından ilginçtir. Bu büyük iç momentumlar küçük olanlara karşılık gelir (< 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, kesitlerin çok küçük olduğu yer.
Her şeyden önce, "kümülatif parçacık" terimiyle daha fazla neyin anlaşılacağını tanımlayalım (örneğin, buradaki referanslara bakınız). Reaksiyonda doğan c parçacığı:
Ar + Ac.^c + X, (1) aşağıdaki iki koşul karşılanırsa "kümülatif" olarak adlandırılır:
1. c parçacığı, reaksiyonda (1) Ai ve Ac çekirdekleriyle aynı momentuma sahip serbest nükleonların çarpışmasında erişilemeyen bir kinematik bölgede doğdu;
2. c parçacığı, çarpışan parçacıklardan birinin parçalanma bölgesine, yani. ya yapılmalı
St, - Yc\< \YAii - Ус| , (2) либо
YA„-Ye\ YA„ - Yc\ «- Ye\ = - Ye\ + \YAii - YAi\ . (dört) Deneysel verilerden (bakınız, örneğin, , , , , , , ) sabit bir hedef üzerindeki deneyler için, kümülatif parçacıkların spektrumunun şekli, olayın enerjilerinden başlayarak çarpışma enerjisine zayıf bir şekilde bağlıdır. parçacıklar Tb > 3-1-GeV. Bu ifade Şekil 2'de gösterilmektedir. 1, gelen protonun enerjisine bağımlılığı gösteren kağıttan çoğaltılmıştır: (b) farklı işaretli pionların çıktılarının oranı 7r~/7r+ ve (a) spektrumun ters eğiminin parametresi To 180°'lik bir açıyla ölçülen kümülatif pionların üretimi için Eda/dp - C exp(-Tx/To ) kesitlerinin yaklaştırılması için. Bu, spektrum şeklinin birincil enerjiden bağımsızlığının, çarpışan parçacıkların \YAii - YAi\> 2 hızlarındaki farkla başladığı anlamına gelir. Bir başka yerleşik model, parçalanmanın meydana geldiği parçacık tipinden kümülatif parçacıkların spektrumlarının bağımsızlığıdır (bkz. Şekil 2). Tez makalesi, polarize döteronların kümülatif pionlara parçalanmasıyla ilgili deneysel verileri dikkate aldığından, kümülatif parçacıkların üretimi ile reaksiyonlarda kurulan düzenlilikler (bağımlılık atom kütlesi parçalanan çekirdek, tespit edilen parçacığın türüne bağımlılık vb.) tartışılmayacaktır. Gerekirse, incelemelerde bulunabilirler: , , , . Pirinç. 1: (a) ters eğim parametresi To'nun gelen protonunun (Tp) enerji bağımlılığı ve (b) 100 MeV'lik bir pion enerjisinden başlayarak entegre çıktıların tt~/tt+ oranı. Dairelerle işaretlenmiş şekil ve veriler adresinden alınmıştır. Üçgenlerle işaretlenmiş veriler, . B.3 Spin 1 ile parçacıkların polarize durumlarının tanımı Daha fazla sunum kolaylığı için, parçacıkların spin 1 ile reaksiyonlarını tanımlamada kullanılan kavramlara kısa bir genel bakış sunuyoruz. Olağan deneysel koşullar altında, bir dönüşe (bir ışın veya bir hedef) sahip bir parçacık topluluğu, ana özellikleri aşağıdaki gibi olan bir yoğunluk matrisi p ile tanımlanır: 1. Normalizasyon Sp(/5) = 1. 2. Hermitite p = p+. Mevcut deney r Referans 6 P-1-1-1-1-S f Mevcut deney T ▼ Referans 6 L-S O - Si - Rb f d sh Kümülatif ölçek değişkeni xs Pirinç. Şekil 2: Bir döteron ışınının çeşitli hedefler üzerindeki sıfır açıda pionlara bölünmesi için kümülatif ölçekleme değişkeni xc (57) (bkz. Bölüm III.2) üzerindeki kümülatif parçacıkların üretimi için enine kesitin bağımlılığı. İşten çekilmiş bir fotoğraf. 3. O operatörünün ortalaması (O) = Sp(Op) şeklinde hesaplanır. 1/2 spinli parçacıklar topluluğunun (kesin olarak, bir ışın) polarizasyonu, spinin yönü ve ortalama değeri ile karakterize edilir. Spin 1'e sahip parçacıklarla ilgili olarak, vektör ve tensör polarizasyonları arasında ayrım yapılmalıdır. "Tensor polarizasyonu" terimi, spin 1'e sahip parçacıkların tanımının ikinci dereceden bir tensör kullandığı anlamına gelir. Genel olarak, I spinli parçacıklar, 21. sıradaki bir tensör tarafından tanımlanır, bu nedenle I > 1 için 2., 3. sıraların vb. polarizasyon parametreleri arasında ayrım yapılmalıdır. 1970 yılında, 3. Uluslararası Kutuplaşma Olayları Sempozyumu'nda, özellikle kutuplaşma deneyleri için notasyon ve terminolojiyi düzenleyen Madison Sözleşmesi kabul edildi. kayıt yaparken Nükleer reaksiyon A(a, b)B polarize halde reaksiyona giren veya polarizasyon durumu gözlenen partiküllerin üzerine oklar yerleştirilir. Örneğin, 3H(c?,n)4He gösterimi, polarize olmayan 3H hedefinin polarize döteronlar tarafından bombardımana tutulduğu ve elde edilen nötronların polarizasyonunun gözlemlendiği anlamına gelir. Bir nükleer reaksiyonda b parçacığının polarizasyonunu ölçmekten bahsettiğimizde, A(a,b)B sürecini kastediyoruz, yani. bu durumda ışın ve hedef polarize olmaz. Işın veya hedef (ancak ikisi birden değil) polarize olduğunda reaksiyon kesitindeki değişiklikleri tanımlayan parametrelere A(a, b)B reaksiyonunun analiz güçleri denir. Bu nedenle, özel durumlar dışında, farklı tepkileri karakterize ettikleri için kutuplaşmalar ve analitik yetenekler açıkça ayırt edilmelidir. A (a, b) B, A (a, b) B, vb. Reaksiyonlar. polarizasyon transfer reaksiyonları denir. b parçacığının ve o parçacığının dönüş momentlerini ilişkilendiren parametrelere polarizasyon transfer katsayıları denir. "Spin korelasyonları" terimi, A(a, b)B ve A(a, b)B formundaki reaksiyonlar üzerindeki deneylere uygulanır, bu durumda ortaya çıkan her iki parçacığın polarizasyonu aynı olayda ölçülmelidir. Işın deneylerinde polarize parçacıklar(analiz yeteneği ölçümleri), Madison Sözleşmesine göre, z ekseni kjn ışın parçacığının momentumu boyunca yönlendirilir, y ekseni k(n x kout (yani reaksiyon düzlemine dik) boyunca yönlendirilir), ve x ekseni, elde edilen koordinat sistemi sağ elle olacak şekilde yönlendirilmelidir. Spin / ile parçacıklardan oluşan bir sistemin polarizasyon durumu, (21+1)2 - 1 parametreleri ile tamamen açıklanabilir. Böylece, 1/2 spinli parçacıklar için, üç parametre pi, polarizasyon vektörü adı verilen bir p vektörü oluşturur. c ile gösterilen spin 1/2 operatörü cinsinden ifade aşağıdaki gibidir: Pi = fa) , i = x,y,z , (5) burada açılı ayraçlar topluluğun tüm parçacıklarının (bizim durumumuzda kiriş) ortalaması anlamına gelir. p'nin mutlak değeri sınırlıdır< 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. Parçacıkların spin 1 ile polarizasyonu bir tensör tarafından tanımlandığından, temsili daha karmaşık ve daha az görsel hale gelir. Polarizasyon parametreleri, spin operatörü 1, S'nin bazı gözlemlenebilir büyüklükleridir. Karşılık gelen polarizasyon parametreleri için iki farklı tanım seti kullanılır - Kartezyen tensör momentleri Pi, pij ve spin tensörleri tkq. Kartezyen koordinatlarda Madison Sözleşmesine göre polarizasyon parametreleri şu şekilde tanımlanır: Pi - (Si) (vektör polarizasyonu), (7) 3 u - -(SiSj + SjSi) - 25ij (tensör polarizasyonu), (8) = 5(5 + 1) =2 , (9) r bağlantımız var Pxx+Pyy+Pzz = 0 . (on) Böylece, tensör polarizasyonu beş ile tanımlanır. bağımsız miktarlar(pxx, pyy, pxy, pxz, pyz), polarizasyon vektörünün üç bileşeniyle birlikte, spin 1 ile bir parçacığın polarize durumunu tanımlamak için sekiz parametre verir. Karşılık gelen yoğunluk matrisi şu şekilde yazılabilir: P = \( 1 + + SjSi)) . (on bir) Polarizasyon durumunun spin tensörleri cinsinden tanımlanması uygundur, çünkü Kartezyen olanlardan daha kolay olduklarından koordinat sisteminin dönüşleri sırasında dönüştürülürler. Spin tensörleri aşağıdaki bağıntıyla birbirleriyle ilişkilidir (bkz: tkq - N Y,(kiqik2q2\kq)ikiqiik2qz > (12) 9192 burada q\k2q2\kq) Clebsch-Gordan katsayılarıdır ve N, koşulu sağlamak için seçilen normalleştirme katsayısıdır. Sp(MU) = (2S + l)6kkl6qqi . (13) En düşük dönüş anları: Yu \u003d 1 5 h o - Sz, h -1 \u003d ^ (Sx - iSy) . Spin I için, k indeksi 0 ile 21 arasında değişir ve |d|< к. Отрицательные значения q могут быть отброшены, поскольку имеется связь tk q = (-1)Ч*к + . Для спина 1 сферические тензорные моменты определяются как Böylece vektör polarizasyonu üç parametre ile tanımlanır: gerçek tw ve kompleks tw ve tensör polarizasyonu beş parametre ile tanımlanır: gerçek tw ve kompleks tw hi Daha sonra, spin sisteminin eksen etrafında eksenel simetriye sahip olduğu durumu ele alacağız ((yukarıda açıklandığı gibi, söz konusu reaksiyonla ilişkili koordinat sistemi için l notasyonunu bırakacağız). özel durum ilginçtir, çünkü polarize iyon kaynaklarından gelen ışınlar genellikle eksenel simetri. C boyunca spinleri olan parçacıkların N+ fraksiyonunu, spinleri birlikte olan parçacıkların AL fraksiyonunu ve spinleri dik düzlemde yönlerde eşit olarak dağılmış parçacıkların No fraksiyonunu içeren tutarsız bir karışım gibi bir durum düşünelim. durumda, ışının sadece iki polarizasyon momenti sıfırdan farklı, t\o (veya p^) ve t2o (veya p^). Kuantizasyon eksenini £ simetri ekseni boyunca yönlendirelim ve t'yi r ile ve z'yi ( ile değiştirelim. (5^)'nin basitçe N+ - N-'ye eşit olduğu ve (15) ve (7)'ye göre olduğu açıktır. : 15) vektör polarizasyonu), t2i = -^((Sx.+ iSy)Sg.+ Sg(Sx+iSy)) , t22 = f((Sx + iSy)2) tensör polarizasyonu). 17) (N+ - N-) (vektör polarizasyonu). (16) ve (8)'den şu sonuç çıkar: T20 = ^=(1 - 3Nq) veya PCC = (1-3b) kullanıldığı yerde (N+ + N-) = (1 - Hayır). 2. derecenin tüm momentleri yoksa (N0 = 1/3), tamamen vektör ışını polarizasyonundan söz edilir. Böyle bir ışının polarizasyonunun olası maksimum değerleri r0ax- - y2/3 veya (19) pmax'tır. 2/3 (tamamen vektör polarizasyonu). Tamamen tensör polarizasyonu (mu = 0) durumunda, denklemlerden (17) ve (18) elde ederiz. -\/5<Т2О<-7= ИЛИ (20) л/2 2 < рсс < +1 . Alt sınır Hayır - 1'e, üst sınır - AG+ = AL = 1/2'ye karşılık gelir. Genel durumda, bir kaynaktan gelen polarize bir ışının simetri ekseni ξ, söz konusu reaksiyonla bağlantılı xyz koordinat sistemine göre keyfi olarak yönlendirilebilir. Bu sistemdeki spin anlarını ifade edelim. Eksenin oryantasyonu (/3 açıları (z ve C eksenleri arasında) ve φ (z ekseni etrafında -φ dönüşü C eksenini yz düzlemine getirir) ile verilirse, Şekil 3'te gösterildiği gibi, ve C çerçevesinde ışın polarizasyonları T20'ye eşittir, bu durumda xyz sistemindeki tensör momentleri: Vektör momentleri: Tensör momentleri: 10 = r10COS/3 , t20 = -7p(3cOS2/? - 1) , (21) itn = ^Lsin/fe4*-. t2l = sinPcosRe(f, l/2 l/2 Genel durumda, A(a, b)B reaksiyonunun değişmez kesiti a = Eda/dp şöyle yazılır: st = ao(Etkqnq) . (22) k,q Tkq değerlerine reaksiyonun analiz yetenekleri denir. Madison Konvansiyonu, tensör analiz güçlerinin Tkq (küresel) ve A;, Lu (Kartezyen) olarak belirlenmesini önerir. Dört analiz yeteneği - vektör gTz ve tensör Ty, T2\ ve T22 Pirinç. 3: Tepkime ile ilişkili xyz koordinat sistemine göre polarize ışının simetri ekseninin oryantasyonu, xz tepki düzlemidir, (3 z eksenleri (gelen ışının yönü) ile dönme na- arasındaki açıdır. f, z ekseni etrafında £ eksenini yz düzlemine getirir. Parite korunumu nedeniyle geçerlidirler ve Ty = 0. Bu kısıtlamalar dikkate alındığında, denklem (22) şu şekli alır: sg =<70-. Kartezyen koordinatlarda aynı bölüm şu şekilde yazılır: 3 1 2 1 a - yüz tkq , (25) yani. vektör analiz gücü, ters reaksiyondaki vektör polarizasyonuna eşittir: T2l = -^r.reaksiyon. ^(2?) Elastik saçılma için, yanıt tersiyle aynı olduğunda, vektör polarizasyonu vektör analiz gücüne eşittir. Bu nedenle, polarize parçacıkların saçılması üzerine yapılan bazı makalelerde, kesin olarak konuşmak gerekirse, analiz gücü ölçüldüğünde, polarizasyon ölçümlerinden bahsedilir. Bununla birlikte, döteronların elastik saçılması için, işaret farkından dolayı analiz gücü ile 21 sterlinlik kutuplaşma arasında ayrım yapmak gerekir. B.4 Döteronların kümülatif protonlara parçalanmasının reaksiyonuyla ilgili verilerin kısa bir incelemesi Döteronların d(pd > 1 GeV/c) + А р(® = 0°) + X , (28) protonlarına parçalanmasının reaksiyonunun incelenmesinin şu anda bilinen sonuçlarını kısaca özetleyelim, çünkü bunlar, döteronları motive ederken gerekli olacaktır. Tez çalışmasında dikkate alınan ölçümler ve elde edilen sonuçların tartışılması. Polarize ve polarize olmayan döteronlarla reaksiyon (28) üzerine yirmi yılı aşkın bir süredir yapılan araştırmalarda, döteronun yapısını ve reaksiyon mekanizmasını tanımlamayı amaçlayan bir dizi teorik modelin ortaya çıkmasını başlatan büyük miktarda deneysel veri birikmiştir. Bu reaksiyon, diğer hadronlara parçalanmaya, enine kesite ve dürtü yaklaşımı çerçevesinde net bir yoruma kıyasla en büyüğüne sahiptir. Bu durumda, kesite ana katkı, Şekil 2'de gösterilen diyagramda gösterilen izleyici mekanizmasından gelir. dört. Pirinç. 4: Bir döteronun bir protona parçalanması için izleyici diyagramı. İki bileşenli (S- ve D-dalgası) bir döteron dalga fonksiyonu (bundan böyle "WFD" olarak anılacaktır) için, diferansiyel kesit (Eda/dp) ve tensör analiz gücü T20 aşağıdaki gibi yazılır: E~(p)^(u2(k)+w2(k)) , . , 2u(k)w(k) -w2(k)/V2 da u2(k) + w2(k) Burada p, tespit edilen protonun momentumudur ve w, sırasıyla S ve D dalgaları için PFD'nin radyal bileşenleridir. Rölativistik etkilerin önemli rolü nedeniyle, nükleonun döterondaki iç momentumunun rolünü oynayan k değişkeni ile tespit edilen protonun momentumu arasındaki ilişki, döteronun tanımlanma yöntemine bağlıdır. Bunun nedeni, ayırmanın temel imkansızlığı, kütle merkezinin hareketi ve göreli hızlarla hareket eden bir parçacıklar sistemindeki göreli harekettir. Genel olarak konuşursak, WFD görelileştirme yöntemi, yani. Relativistik etkilerin hesaba katılma şekli, reaksiyonu tanımlamak için kullanılan teorik modeller arasındaki temel farklılıklardan biridir (28). Bu nedenle, deneysel verileri teorik modellerle karşılaştırırken, özel PFD görelileştirme yöntemi özel olarak şart koşulacaktır, ancak burada minimum görelileştirme şemasına güveneceğiz. Minimal relativizasyon şeması, ışık cephesinin yönünün sabit bir seçimiyle (z + t = 0) ışık cephesindeki dinamiklerde WFD'nin dikkate alınmasıdır. Bu yaklaşım, görünüşe göre, ilk olarak bileşik göreli sistemlerin tanımında önerildi ve yaygın olarak kullanıldı (bkz., örneğin, , , , ). Bu yaklaşımda, tespit edilen protonun momentumu p ve döterondaki nükleonun iç momentumu k, ilişki ile ilişkilidir: m, M proton ve döteronun kütleleridir, p, d onların üç boyutlu momentumlarıdır. A'ya bağlı göreceli olmayan fonksiyonlar dalga fonksiyonu olarak kullanılır; ve normalizasyon faktörü 1/(1 - a) ile çarpılır. Polarize olmayan döteronların sıfır açıda protonlara parçalanma kesiti, çalışmalarda birincil döteronların momentumunun 2.5 ila 17.8 GeV/c aralığında incelenmiştir. Genel olarak, elde edilen deneysel spektrumlar, spesifikasyon tarafından iyi bir şekilde tanımlanmıştır. 32) örneğin, Reid veya Paris WFD gibi genel kabul görmüş WFD kullanan bir tator mekanizması ile. 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 k. GeV/c Pirinç. 5: Döteronu içeren çeşitli reaksiyonlar için deneysel verilerden çıkarılan döterondaki nükleon bağıl momentum dağılımı. İşten çekilmiş bir fotoğraf. Yani, Şekil. Şekil 5, reaksiyonlar için verilerden çıkarılan döterondaki nükleonların momentum dağılımlarının iyi bir uyum içinde olduğunu göstermektedir: elektronların d(e,e")X üzerindeki esnek olmayan saçılması, elastik proton-döteron geri saçılması p(d, p)d ve kırılma deuteron. 300 ila 500 MeV/c arasındaki dahili momentum aralığı dışında, veriler Paris PFD kullanılarak izleyici mekanizması tarafından açıklanır. Bu bölgedeki tutarsızlığı açıklamak için ek mekanizmalar kullanıldı. Özellikle, ara durumda pion yeniden saçılmasının katkısı dikkate alındığında, , 'yi tatmin edici bir şekilde tanımlamayı mümkün kılar. , bu tür hesaplamalarda kabuk dışında bilinmelidir.Deneysel spektrumları açıklamak için, büyük iç momentumlar için (yani küçük nükleonlar arası mesafeler) gerçeğini dikkate aldık. 0.4 1.2 2.0 2. Inn - 0.2/k), nükleon olmayan serbestlik dereceleri görünebilir. Özellikle, bu çalışmada, olasılığı ~ %4 olan altı kuark bileşeninin (\6q) bir karışımı tanıtıldı. Böylece, bir bütün olarak, döteronların protonlara sıfır açıda parçalanması sırasında elde edilen proton spektrumlarının, ~ 900 MeV/c'lik iç momentuma kadar tanımlanabileceği not edilebilir. Bu durumda, ya momentum yaklaşımından sonraki diyagramları dikkate almak ya da nükleon olmayan serbestlik derecelerinin olası tezahürünü hesaba katarak PFD'yi değiştirmek gerekir. Döteron parçalanma reaksiyonu için gözlemlenebilir polarizasyon, farklı açısal momentumlara karşılık gelen PFD bileşenlerinin nispi katkısına duyarlıdır, bu nedenle polarize döteronlarla yapılan deneyler, döteron yapısı ve reaksiyon mekanizmaları hakkında ek bilgi sağlar. Şu anda, tensörsel olarak polarize edilmiş döteronların parçalanma reaksiyonu için T20'nin tensör analiz gücü hakkında kapsamlı deneysel veriler bulunmaktadır. İzleyici mekanizmasındaki karşılık gelen ifade yukarıda verilmiştir, bakınız (30). , , , , , , , , , çalışmalarında elde edilen Tad için deneysel veriler Şek. 0.2 - f - 0.25 GeV/c mertebesindeki dahili momentumdan başlayarak, verilerin geleneksel iki bileşenli PFD'ler tarafından tanımlanmadığını gösteren Şekil 6. Nihai durumda etkileşimin hesaba katılması, 0,3 GeV/c mertebesine kadar olan momentlere kadar deneysel verilerle anlaşmayı iyileştirir. Döterondaki altı kuark bileşeninin katkısının hesaplanması, 0.7 GeV/c mertebesinde dahili momentuma kadar verilerin tanımlanmasına izin verir. T20'nin 0.9 -f-1 GeV/c mertebesindeki momentum için davranışı, farklı nükleonlardan gelen kuarkların antisimetrizasyonunu hesaba katan, indirgenmiş nükleer genlikler yöntemini kullanan QCD çerçevesindeki hesaplamalarla en iyi uyum içindedir. Yani, yukarıdakileri özetlersek: 1. Polarize olmayan döteronların protonlara sıfır açıda parçalanması için enine kesit için deneysel veriler, nükleon modeli açısından tanımlanabilir. 2. T20 için veriler şimdiye kadar sadece nükleon olmayan serbestlik derecelerinin dahil edilmesiyle açıklanmıştır. B.5 Tezin amacı ve yapısı Bu tez çalışmasının amacı, T20 reaksiyonunun tensör analiz yeteneği hakkında deneysel veriler elde etmektir. Ta, df için *12C-> p(O") + X 0 200 400 600 800 1000 k (MeV/c) Pirinç. 6: T2o döteron bozunma reaksiyonunun gücünü analiz eden tensör. İşten çekilmiş bir fotoğraf. 60) tensör polarize döteronların çeşitli hedefler üzerinde sıfır açıda kümülatif (eşik altı) pionlara parçalanması ve ayrıca oluşturulması yazılım LHE hızlandırıcı kompleksinde polarizasyon ölçümleri yapan deneysel tesislerin veri toplama sistemleri için. Yapısal olarak tez çalışması bir giriş, üç bölüm ve bir sonuçtan oluşmaktadır.
benzer tezler "Atom çekirdeği ve temel parçacıkların fiziği" uzmanlığında, 01.04.16 VAK kodu
200 MeV enerjide dd→3Hp reaksiyonunun analiz yeteneklerinin açısal bağımlılığının incelenmesi 2010, Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı Alexey Konstantinovich Kurilkin
Roper rezonansı ve delta izobar uyarma enerjileri bölgesindeki protonlar üzerinde polarize döteronların esnek olmayan saçılımının tensör ve vektör analiz yeteneklerinin ölçümü 2001, fiziksel ve matematiksel bilimler adayı Malinina, Lyudmila Vladimirovna
Proton-Deuteron Saçılmasında Bethe-Salpeter Denklemi ve Göreli Etkilerin Kütle Spektrumu 2001, fiziksel ve matematiksel bilimler adayı Semikh, Sergey Sergeevich
Ara enerjilerde dd→pX ve d12C→pX reaksiyonlarının analiz yeteneklerinin incelenmesi 2011, Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı Kiselev, Anton Sergeevich
COSY hızlandırıcısının depolama halkasının iç ışını üzerinde ANKE deneyi için polarize bir hidrojen-döteryum gazı hedefinin oluşturulması 2007, fiziksel ve matematiksel bilimler adayı Grigoriev, Kirill Yurievich
tez sonuç "Atom çekirdeğinin ve temel parçacıkların fiziği" konusunda, Isupov, Alexander Yurievich
ÇÖZÜM
Tez çalışmasının ana sonuçlarını ve sonuçlarını formüle edelim:
1. İlk kez, tensör analiz gücünün Т2® değeri, iki formülasyonda tensor polarize döteronların kümülatif pionlara d + А -7Г±(@ = 0°) + X parçalanması reaksiyonunda ölçüldü:
Sabit bir pion momentumu için pn = 3,0 GeV/c döteron momentumu pd için 6,2 ila 9,0 GeV/c aralığında;
Sabit bir döteron momentumu için pa = 9.0 GeV/c, pion momentumu Pt için 3.5 ila 5.3 GeV/c aralığında.
2. Tensör analiz gücü T20'nin ölçülen değeri, A = 1->-12 aralığında hedef çekirdeğin atom kütlesi A'ya bağlı değildir.
3. T2o'nun ölçülen değeri, tespit edilen pion işaretine bağlı değildir.
4. T20'nin ölçülen değeri, döteronun nükleon modelindeki momentum yaklaşımında şu anda bilinen teorik hesaplamalarla niteliksel olarak bile tanımlanmamaktadır.
5. Deneysel kurulumlar için veri toplama sistemlerinin oluşturulması için temel sağlayan dağıtılmış bir veri toplama ve işleme sistemi qdpb oluşturulmuştur.
6. qdpb sistemine dayalı olarak, Synchrophasotron ve Nuclotron LHE'nin çıkarılan ışını üzerinde şimdiye kadar 8 seansta kullanılan bir veri toplama sistemi DAQ SPHERE oluşturuldu.
7. qdpb sistemi temelinde, LHE polarimetreleri için veri toplama sistemleri oluşturulmuştur: çıkarılan ışın üzerinde ve ayrıca Nuclotron'un iç hedefi - vektör polarimetresi ve ardından - vektör-tensör polarimetresi üzerinde yüksek enerji.
Sonuç olarak, Yüksek Enerji Laboratuvarı liderliğine ve kişisel olarak A.I. Malakhov'a, ayrıca hızlandırıcı kompleksinin personeline ve uzun yıllar boyunca deneysel çalışma yapma fırsatı sağlayan POLARIS kaynağına teşekkür etmek istiyorum. sunulan tez çalışmasının temelini oluşturmuştur.
Bu tez çalışmasının yardımı olmadan iş ve yaşamda tamamlanamayacak olan süpervizörlerime - A. Glitvinenko'ya ve hem açıklanan deneylerin kurulumunu hem de dahil edilen birçok teknik gelişmeyi başlatan L. S. Zolin'e derin şükranlarımı sunarım. bu iş.
I.I. Migulina'ya manevi destek için ve SPHERE işbirliğinin bir parçası olarak uzun yıllar süren çalışmaların yanı sıra, sonuçları tez çalışmasının hazırlanmasını büyük ölçüde kolaylaştıran içten şükranlarımı sunmanın hoş bir gereklilik olduğunu düşünüyorum. .
Meslektaşlarım K.I. Gritsai, S.G. Reznikov, V.G. Olshevsky, S.V. Afanasiev, A.Yu.'ya profesyonel (ve sadece değil) konularda ve ayrıca son on yılda SPHERE işbirliğinin tüm katılımcılarına teşekkür etmeyi bir görev olarak görüyorum. bu yazıda sunulan sonuçları elde etmek kesinlikle imkansız olurdu.
LHE yüksek enerjili polarimetrenin çalışanları olan yazar - L.S. Azhgirey ve V.N. Zhmyrov'a ve ayrıca modern polarimetrik yazılımın yaratılmasına yol açan verimli işbirliği için rahmetli G.D. Stoletov'a özel teşekkürler.
Farklı zamanlarda tez çalışmasında yer alan bazı gelişmeleri başlatan Yu.K. Pilipenko, N.M. Piskunov ve V.P. Ladygin'e minnettarım.
Tez araştırması için referans listesi Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı Isupov, Alexander Yurievich, 2005
1. AM Baldin. Temel parçacıkların fiziği ve atom çekirdeği, 8(3), 429, (1977).
2. AV Efremov. Temel parçacıkların fiziği ve atom çekirdeği, 13(3), 613, (1982).
3. V.S.Stavinsky. Temel parçacıkların fiziği ve atom çekirdeği, 10(5), 949, (1979).
4. V.K.Lukyanov ve A.I.Titov. Temel parçacıkların ve atom çekirdeğinin fiziği, 10(4), 815, (1979).
5. O.P. Gavrishchuk ve diğerleri. Nuclear Physics A, A(523), 589, (1991).
6. I.M. Belyaev, O.P. Gavrishchuk, L.S. Zolin ve V.F. Peresedov. Nükleer Fizik, 56(10), 135, (1993).
7. N.A. Nikiforov ve ark. Phys. Rev. C, C(2), 700, (1980).
8. S.V. Boyarinov ve diğerleri, Nuclear Physics, 50(6), 1605, (1989).
9. S.V. Boyarinov ve diğerleri, Nuclear Physics, 54(1), 119, (1991).
10. K.V. Alanakyan ve diğerleri, Nuclear Physics, 25, 545, (1977).
11. L. Anderson ve diğerleri. Phys Rev.C, C28(3), 1224, (1983).
12 E. Moeller ve ark. Phys Rev.C, C28(3), 1246, (1983).
13. A. M. Baldin. Nuclear Physics A, A(434), 695, (1985).
14. V. V. Burov, V. Klukyanov ve A. I. Titov. JINR'nin İletişimleri, P2-10244, (1976).
15. A. M. Baldin. JINR Communications, E2-83-415, (1983).
16. A.V. Efremov ve ark. Proceedings of the Xlth International Seminar on High Energy Physics Problems, ISHEPP"92, sayfa 309, Dubna, Rusya, (1992). JINR, Dubna, 1994.
17. BCDMS İşbirliği. JINR Communications, El-93-133, (1993).
18. A. G. Litvinenko, A. I. Malakhov ve P. I. Zarubin. Çekirdek-Çekirdek Çarpışmalarında Kümülatif Parçacık Üretiminin Tanımı için Ölçek Değişkeni. JINR Rapid Communications, l58]-93, 27-34, (1993).
19. L.S. Schroeder. Phys. Rev. Lett., 43(24), 1787, (1979).
20. I.M. Belyaev ve diğerleri, JINR Preprint, P1-89-463, (1989).
21. A.M. Baldin ve diğerleri, Nuclear Physics, 20, 1201 (1979).
22. Yu.S. Nükleer Fizik, 60(6), 1070-1077, (1997).
23. W. Haeberli. Anne. Rev. çekirdek Sci.17, 373 (1967).
24. L. Ilapidus. Temel parçacıkların fiziği ve atom çekirdeği, 15(3), 493, (1984).
25. H.H. Barshall ve W. Haeberli. Proc. 3. Int. semptom. Polarizasyon Olayları Nucl. Reaksiyonlar, sayfa XXV, Madison, ABD, (1970). Üniv. 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 ve G.R. Stachler. Açısal Momentler. Oxford Claredon Press, (1968).
29. G.R. Satchler. Nucl Phys., 8, 65 (1958).
30. LC Biedenharn. Nucl Phys., 10, 620 (1959).
31. L. Dlandau ve E.M. Lifshits. Alan teorisi. Science, M., 7. baskı, (1988).
32. V.A. Karmanov. Temel parçacıkların fiziği ve atom çekirdeği, 19(3), 525, (1988).
33. P.A.M.Dirak. Rew.Mod.Phys., 21(3), 392-399, (1949).
34. L.A. Kondratyuk ve M.V. Terentiev. Nükleer Fizik, 4, 1044, (1980).
35. L. L. Frankfurt ve M. I. Strikman. Phys.Rep., 76, 215 (1981).
36. AP Kobushkin. J. Phys.G.: Nucl. Part. Phys., 12, 487 (1986).
37. G. İlyasov. Temel parçacıkların ve atom çekirdeğinin fiziği, 24(1), 140, (1993).
38. V.G. Ableev ve diğerleri, JETP Lett., 37, 196 (1983).
39. V.G. Ableev ve ark. Nuclear Physics A, A(393), 491, (1983).
40. V.G. Ableev ve ark. Nükleer Fizik A, A(411), 541e, (1983).
41. A.M. Baldin ve diğerleri, JINR Preprint, P1-11168, (1977).
42. V.G. Ableev ve ark. JINR Rapid Communications, l52]-92, 10, (1992).
43. V.V. Glagolev ve ark. Z.Phys.A, A(357), 608, (1997).
44. R.V. Reid. Anne Fizik (N.Y.), 50, 411, (1968).
45 M. Lancombe ve ark. Phys. Lett.B, B(101), 139, (1981).
46. AP Kobushkin. Uluslararası Sempozyum Bildirilerinde DEUTERON"93, DEUTERON"93, Dubna, Rusya, (1993). JINR, Dubna, 1994.
47. P.Bosted. Phys. Rev. Lett., 49, 1380 (1982).
48 S. Berset ve ark. J. Phys.G.: Nucl. Part. Phys., 8, Lll, (1982).
49. M.A. Braun ve V.V. Vechernin. Nükleer Fizik, 28, 1446, (1978).
50. M.A. Braun ve V.V. Vechernin. Nükleer Fizik, 46, 1579, (1986).
51. M.A. Ignatenko ve G. Ilykasov. Nükleer Fizik, 48, 1080, (1987).
52. A. Kobushkin ve L. Vizireva. J. Phys.G.: Nucl. Part. Phys., 8, 893 (1982).
53. C.F. Perdrisat. Phys. Rev. Lett., 59, 2840 (1987).
54. V. Punjabi ve ark. Phys.Rev.C, C39, 608, (1989).
55. V.G. Ableev ve diğerleri, JETP Lett., 47, 558 (1988).
56. V.G. Ableev ve ark. JINR Rapid Communications, 443]-90, 5, (1990).
57. N.T. Cheung ve diğerleri. Phys Lett.B, B(284), 210, (1992).
58. V. Kuehn ve ark. Phys Lett.B, B(334), 298, (1994).
59. T.Aono ve ark. Phys. Rev. Lett., 74, 4997 (1995).
60. L.S. Azhgirey ve ark. Phys. Lett.B, B(387), 37, (1996).
61. L.S. Azhgirey ve ark. JINR Rapid Communications, 377]-96, 23, (1996).
62. M.G. Dolidze ve G.I. Lykasov. Z.Phys.A, A(335), 95, (1990).
63. M.G. Dolidze ve G.I. Lykasov. Z.Phys.A, A(336), 339, (1990).
64. AP Kobushkin. J. Phys.G.: Nucl. Part. Phys., 19, (1993).
65. S.J. Brodsky ve J.R. Hiller. Phys.Rev.C, C(28), 475, (1983).
66. L.S. Azhgirey ve diğerleri Instruments and deneysel teknik, 1, 51, (1997).
67. Yu.S. Anisimov, A.Yu. ECHAYA'ya Mektuplar, 1(1 118]), 68-79, (2004).
68. Yu.S. Kısa iletişim JINR, 573]-95, 3M0,1995).
69. S.Afanasiev,., A.Yu.Isupov, T.Iwata, et al. GeV Enerji Bölgesindeki Deuteronlardan Kümülatif Pion Üretimi için Tensor Analiz Gücü T20. Nuclear Physics A, A(625), 817-831, (1997).
70. S.V.Afanasiev, A.Yu.Isupov, et al. Tensör Polarize döteronların kümülatif pionlara parçalanması. Phys Lett.B, B(445), 14-19, (1998).
71. K.I.Gritsaj ve A.Yu.Isupov. Dağıtılmış Taşınabilir Veri Toplama ve İşleme Sistemi Uygulaması Denemesi: qdpb Verisi
72. Şube noktaları ile işleme. JINR Communications, E10-2001-116, 1-19, (2001).
73. A.Yu.Isupov. Polarizasyon hesaplama sonuçlarına ve ham verilere ağ erişimi olan yüksek enerji ve Nuclotron dahili hedef polarimetreleri için veri toplama sistemleri. Çek. J Fizik. Ek, A55, A407-A414, (2005).
74. L. Zolin, A. Litvinenko ve P. Rukoyatkin. Dubna Synchrophasotron'da Polarize Bir Deuteron Işınında Kümülatif Parçacık Üretiminde Tensör Analiz Gücünün Çalışması. JINR Rapid Communications, 1 69]-95, 53, (1995).
75. N.S. Amelin ve G. Ilykasov. Nükleer Fizik, 33, 100, (1981).
76. S.L. Belostozky ve ark. Phys Lett B, B(124), 469, (1983).
77. SL Belostotsky ve diğerleri, Nuclear Physics, 42, 1427, (1985).
78. O.P. Gavrishchuk ve ark. Phys. Lett.B, B(255), 327, (1991).
79. I.M.Belyaev ve ark. JINR Rapid Communications, 228]-88, (1988).
80. O.P. Gavrishchuk, L.S. Zolin ve I.G. Kosarev. Communications, JINR, R1-91-528, (1991).
81. L.S. Azhgirey ve ark. JINR Communications, El-94-155, (1994).
82. A.A. Nomofilov ve ark. Phys. Lett.B, B(325), 327, (1994).
83. I.M. Sitnik ve ark. Proceedings of the Xlth International Seminar on High Energy Physics Problems, ISHEPP"92, sayfa 443, Dubna, Rusya, (1992). JINR, Dubna, 1994.
84. L.L. Frankfurt ve M.I. Strikman. Nükleer Fizik A, A(407), 557, (1983).
85. M.V. Tokarev. Proceedings of the International Workshop DEUTERON"91, Cilt E2-92-25, DEUTERON"91, sayfa 84, Dubna, Rusya, (1991). JINR, Dubna, 1992.
86. I.B. Issinsky ve ark. Acta Phys. Polonica, 25, 673 (1994).
87. A.A. Belushkina ve ark. Proc. 7. Int. semptom. Yüksek Enerjili Spin Fiziği üzerine, cilt 2, sayfa 215, Protvino, SSCB, (1986). İHEP, Serpukhov, 1987.
88. L.S. Zolin, A.G. Litvinenko, Yu.K. Pilipenko, S.G. Reznikov, P.A. Rukoyatkin ve V.V. Fimushkin. Yüksek enerjili döteron ışınlarının tensör polarizasyonunun izlenmesi. Kısa iletişim JINR, 288]-98, 27-36, (1998).
89. V.G. Ableev ve ark. Nucl.Instr. ve Meth, Phys.Res., A(306), 73, (1991).
90. Yu.E.
91. S.A. Averichev ve diğerleri, Communications of JINR, P1-85-512, (1985).
92. R. Brun ve ark. GEANT Kullanıcı Kılavuzu., CERN Program Kitaplığı'nın W5013 numaralı Cilt Girişi. CERN, Cenevre, İsviçre, (1994).
93. A.M. Baldin ve diğerleri, Communications of JINR, 1-82-28, (1982).
94. I.Kh Atanasov ve I.R. Rusanov. Ön baskı JINR, Р13-2000-123, (2000).
95. Maurice J. Bach. UNIX işletim sisteminin tasarımı. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1986).
96. U. Vahalia. UNIX dahili bileşenleri: yeni sınırlar. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1996).
97. D. Burckhart ve ark. CERN'deki CASCADE Veri Toplama Sisteminin Gözden Geçirilmesi ve Beklentileri. Proc. Nükleer, Parçacık ve Plazma Fiziğinde Bilgisayarların Gerçek Zamanlı Uygulamalarına İlişkin Conf, East Lansing, Michigan, ABD, (1995).
98. V.G. Olshevsky ve V. Yu. Pomyakushin. MYUSPIN kurulumunun kontrol bilgisayarında OS UNIX kullanımı. İletişimler JINR, P10-94-416, 1, (1994).
99. K. I. Gritsay ve V. G. Olshevsky. FreeBSD işletim sisteminde CAMAC ile çalışmak için yazılım paketi. İletişimler JINR, P10-98-163, 1, (1998).
100. I. Churin ve A. Georgiev. Mikroişlemci ve Mikroprogramlama, 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 ve I.N. Churin. CAMAC standardındaki dijital bloklar (sayı XVIII). İletişim 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 ve I.N. Churin. CAMAC standardındaki dijital bloklar (sayı XVIII). Communications, JINR, R10-90-589, 16, (1990).
104. S.N. Bazylev, V.M. Slepnev ve N.A. Shutova. Eksiksiz bir IBM PC tabanlı CAMAC SSRS4 kasa denetleyicisi. XVII Uluslararası Nükleer Elektronik Sempozyumu Tutanakları; NEC "1997, s. 192, Varna, Bulgaristan, (1997). JINR, Dubna, 1998. http://afi.jinr.ru/ccpc.
105. Valerie Quercia ve Tim O "Reilly. Cilt Üç: X Pencere Sistemi Kullanıcısı" Kılavuzu. O "Reilly & Associates, (1990).
106. R. Brun, N. Buncic, V. Fine ve F. Rademakers. KÖK. Sınıf Referans Kılavuzu. CodeCERN, (1996). Ayrıca http://root.cern.ch/ adresine bakın.
107. R. Brun ve F. Rademakers. KÖK Nesneye Dayalı Bir Veri Analizi Çerçevesi. Proc. AIHENP"96 Atölyesi, Nucl.Instr.and Meth.in Phys.Res. (1997), sayfa 81-86, Lozan, İsviçre. Cilt A(389). Ayrıca bkz. http://root.cern.ch/ .
108. R. Brun, N. Buncic, V. Fine ve F. Rademakers. KÖK. genel bakış CodeCERN, (1996). Ayrıca http://root.cern.ch/ adresine bakın.
109. R. Brun ve D. Lienart. HBOOK Kullanıcı Kılavuzu., CERN Program Kitaplığı'nın Y250 Sayılı Girişi. CERN, Cenevre, İsviçre, (1987).
110. N.G. Anishchenko ve ark. Proc. 5. Int. semptom. High Energy Spin Physics, AIP Conf, cilt 95, sayfa 445, Brookhaven, New York, (1982). AIP, New York, 1983.
111. V.S. Barashenkov ve N.V. Slavin. Temel parçacıkların ve atom çekirdeğinin fiziği, 15(5), 997, (1984).
112. L.S. Azhgirey ve diğerleri Diferansiyel kesit, tensör Ayy ve Ay vektörü, 9 GeV/c'de ve 85 mrad'lık bir proton emisyon açısında 12C(d, p)X reaksiyonunun yeteneklerini analiz ediyor. Ön baskı JINR, R1-98-199, 1-31, (1998).
113. M.A. Braun ve M.V. Tokarev. Temel parçacıkların fiziği ve atom çekirdeği, 22, 1237, (1991).
114. A.Yu.Illarionov, A.G.Litvinenko ve G.I.Lykasov. Çek. J Fizik. Ek, A51, A307, (2001).
115. A.yu.Illarionov, A.G.Litvinenko ve G.I.Lykasov. Deuteronların Pionlara Parçalanmasında Polarizasyon Olayları ve Deuteron'da Nukleon Olmayan Serbestlik Dereceleri. Avro. Fizik J., A(14), 247, (2002).
116. A.Yu.Illarionov, A.G.Litvinenko ve G.I.Lykasov. Döteronların pionlara parçalanması reaksiyonunda tensör analiz yeteneklerinin teorik analizi. Nükleer Fizik, 66(2), 1-14, (2003).
117. R. Machleidt, K. Holinde ve Chelster. Phys.Rep., 149, 1, (1987).
118. W.W. Buck ve F. Gross. Phys Rev., D20, 2361, (1979).
119. F. Gross, J.W. VanOrden ve K. Holinde. Phys Rev., C45, R1909, (1990).
120. A.Yu.Umnikov. Z. Phys., A357, 333, (1997).
121 A.V. Efremov ve diğerleri Nuclear Physics, 47, 1364 (1988).
Lütfen yukarıda sunulan bilimsel metinlerin inceleme için gönderildiğini ve orijinal tez metinlerinin (OCR) tanınmasıyla elde edildiğini unutmayın. Bu bağlamda, tanıma algoritmalarının kusurlu olmasıyla ilgili hatalar içerebilirler. Teslim ettiğimiz tez ve özetlerin PDF dosyalarında böyle bir hata bulunmamaktadır.
Uygulanan alan E0 keyfi bir yöne sahipse, indüklenen dipol momenti süperpozisyondan kolayca bulunabilir.
Nerede, elipsoidin ana eksenlerine göre alan bileşenleridir. Saçılma problemlerinde, koordinat eksenleri genellikle gelen ışına göre sabitlenecek şekilde seçilir. x" y" z", yayılma yönünün z eksenine paralel olduğu bir koordinat sistemi olsun". Olay ışık ise
x" polarize edilir, sonra sahip olduğumuz optik teoremden:
Formül (2.2) kullanılarak hesaplamalar yapmak için, p bileşenlerinin kesikli çizgilerle çizilen eksenlere göre yazılması gerekir. Eşitlik (2.1) matris formunda yazılabilir:
Sütun vektörlerini ve matrislerini aşağıdaki gösterime göre daha kompakt bir biçimde yazıyoruz:
Bu gösterimle 2.3 aşağıdaki formu alır:
Rastgele bir F vektörünün bileşenleri aşağıdaki formüle göre dönüştürülür:
Nerede, vb. Sonuç olarak, (2.5) ve dönüşüm (2.6)'dan elde ederiz:
burada, koordinat eksenlerinin dikliği nedeniyle, matrisin tersi, aktarılan matristir. Bu nedenle, bir elipsoidin polarize edilebilirliği bir Kartezyen tensördür; asal eksenlerdeki bileşenleri verilirse, döndürülmüş koordinat eksenlerindeki bileşenleri formül (2.8) ile belirlenebilir. Gelen - polarize ışık için absorpsiyon kesiti basitçe şu formülle belirlenir:
Neresi. Benzer şekilde, gelen ışık polarize ise, o zaman
Vektör saçılma genliği ise
-polarize ışıkla aydınlatılan bir dipol için, çapraz kesit denklemini yerine koyun, ardından saçılma kesitini elde ederiz.
Matris kimliğini kullandığımız yer. Benzer bir ifade saçılma kesiti ve gelen polarize ışık için de geçerlidir.
Başvuru.
Polarize ışığın, sürücüyü karşıdan gelen bir arabanın farlarının kör edici ışığından korumak için kullanılması önerildi. Bir arabanın ön camına ve farlarına, örneğin dikeyin sağına 45o iletim açısına sahip film polaroidleri uygulanırsa, sürücü kendi farlarıyla aydınlatılan yolu ve karşıdan gelen arabaları net bir şekilde görecektir. Ancak karşıdan gelen arabalar için, farların polaroidleri bu arabanın ön camının polaroidi ile kesişecek ve karşıdan gelen arabaların farları sönecektir.
İki çapraz polaroid, birçok kullanışlı cihazın temelini oluşturur. Işık çapraz polaroidlerden geçmez, ancak aralarına polarizasyon düzlemini döndüren bir optik eleman yerleştirirseniz ışığın yolunu açabilirsiniz. Yüksek hızlı elektro-optik ışık modülatörleri bu şekilde düzenlenir. Birçok teknik cihazda kullanılırlar - elektronik telemetrelerde, optik iletişim kanallarında, lazer teknolojisinde.
Parlak güneş ışığında kararan, ancak gözleri çok hızlı ve parlak bir flaşla koruyamayan fotokromik camlar bilinmektedir (örneğin, elektrik kaynağı sırasında) - karartma işlemi nispeten yavaştır. Polarize camlar neredeyse anında "reaksiyona" sahiptir (50 mikrosaniyeden az). Parlak bir flaşın ışığı, camların etkisi altında opaklaştığı bir elektrik sinyali sağlayan minyatür fotodetektörlere (fotodiyotlar) girer.
Üç boyutluluk yanılsaması veren stereo sinemada polarize camlar kullanılır. İllüzyon, bir stereo çiftinin yaratılmasına dayanır - sağ ve sol gözlerin görüş açılarına karşılık gelen farklı açılarda çekilmiş iki görüntü. Her gözün yalnızca kendisine yönelik görüntüyü görmesi için kabul edilirler. Sol göz için görüntü dikey aktarım eksenine sahip bir polaroid aracılığıyla ekrana, sağ göz için ise yatay eksene yansıtılır ve ekranda tam olarak hizalanır. İzleyici, sol polaroidin ekseninin dikey ve sağın yatay olduğu polaroid gözlüklerden bakar; her göz sadece “kendi” görüntüsünü görür ve bir stereo efekti ortaya çıkar.
Stereoskopik televizyon için, ekrandaki görüntülerin değişmesiyle senkronize edilmiş, hızla değişen cam karartma yöntemi kullanılır. Görme eylemsizliği nedeniyle, üç boyutlu bir görüntü ortaya çıkar.
Polaroidler, camdan ve cilalı yüzeylerden, sudan parlamayı azaltmak için yaygın olarak kullanılır (onlardan yansıyan ışık oldukça polarize olur). Likit kristal monitörlerin polarize ve hafif ekranları.
Polarizasyon yöntemleri mineraloji, kristalografi, jeoloji, biyoloji, astrofizik, meteoroloji ve atmosferik olayların incelenmesinde kullanılır.
-- [ Sayfa 1 ] --
RUS BİLİMLER AKADEMİSİ
PETERSBURG NÜKLEER FİZİK ENSTİTÜSÜ
onlara. B.P. KONSTANTİNOV
el yazması olarak
Mikirtychyants Maxim Sergeevich
UDC 539.128, 539.188
Hızlandırıcıların iç ışınları üzerinde deneyler için nükleer polarizasyonlu bir atomik hidrojen ve döteryum kaynağının geliştirilmesi ve araştırılması 01.04.01 - deneysel fizik cihazları ve yöntemleri
Bilimsel denetçiler:
Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı V.P. Koptev Fizik ve Matematik Bilimleri Adayı A.A. Vasiliev Gatchina İçindekiler Giriş ................................................................ ................................................................. ................................- 9 Bölüm 1.
Atom demeti elde etme yöntemleri ................................................................. ................................ .................................. ......... 13 1.1 Giriş ................................ .......... ................................................ ......... ................................- 13 1.2 Gaz deşarjında ayrışma mekanizması ......... ...... ................................................................- 14 1.3 Oluşum gazının teorik değerlendirmesi jet ................................- 17 1.3.1 Moleküler rejim (çıkış) ......... ..................................................................... ..- 17 1.3.2 Uzun kanallı oluşum kirişi .................................................. ......... - 18 1.3.3 Hidrodinamik akış rejimi. Süpersonik jet .....................................- 20 1.3.4 Kaynak yoğunluğunun tahmini .... ......................... .................................. .........- 24 Bölüm 2
Atomik ışınlarda polarizasyon oluşturma yöntemleri ................................................................. ...................... .- 27 2.1 Giriş ....................... ......................... .................................. ........................ ................- 27 2.2 Lamb shift (LSS) kullanan kaynaklar ... ................................................ .........- 31 2.3 Optik olarak pompalanan kaynaklar (OPPIS) ................................................................ ................................................................ 33 2.4 Polarize atomik ışınların kaynakları (PABS) ................................. ................. .- 35 Bölüm 3
ANKE spektrometresinin dahili gaz hedefi için polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağı ................................................ ......................... .................................. .........- 38 3.1 Yapının kısa açıklaması ................................ ... ................................................ .... .....- 38 3.2 Vakum sistemi .................................. ...... ................................................ .....- 42 3.2.1 Vakum odasının yapısı .................................
42 3.2.2 Diferansiyel pompa sistemi ................................................................. ................... .................- 44 3.3 Ayrıştırıcı .................. ................................................................................ ................................. ................- 47 3.3.1 Mekanik tasarım ......... ................................................................................ ................- 48 3.3.2 RF sistemi.... ................................. ................................................................- 51 3.3.3 Nozul soğutma sistemi ................................. ................. ................................- 52 3.4 Sistem gaz jetinin oluşturulması ................. ................................................ ................- 54 3.4. 1 İnşaat ................................................. .................. ................................... .........- 54 3.5 Spin-ayırma mıknatıs sistemi .................................. .................. ................- 56 3.5.1 Temel ilkeler .................................. .................................................................... ... .........- 56 3.5.2 Döndürme ayırıcı altı kutuplu mıknatıslar ANKE ABS.....................- 57 .................................. ......................- 59 3.6.1 Çalışma prensipleri..................... ................................................ ....................... ................- 60 -2 3.6.2 ANKE ABS.. .................................. ................- 62 4. Bölüm
Kaynak Özelliklerini Optimize Etme ................................................................. ................... ..................- 66 4.1 Atom demetinin yoğunluğu ..... ......................... .................................. ................- 66 4.1.1 Aletler ve ölçüm tekniği .................................. ........................ .........- 66 4.1.2 Mutlak kalibrasyon yöntemi ........ ................................ ................................ .......- 69 4.1.3 Atomik bir ışının yoğunluğunu ölçmek için cihaz .......... ...- 74 4.1.4 Elde edilen sonuçlar ......... ................................................................ ................- 78 4.1.5 Sonuçlar ............. ................ ................................................................ ................................- 81 4.2 Kiriş yoğunluğunun mekansal dağılımı..... ..... ................................- 82 4.2.1 Aletler ve ölçüm tekniği ......... ... ................................................................ .. ....- 82 4.2.2 Meme ayarı .................................................. .................................................................. ........- 86 4.2.3 Bulgular ................................................ ......................... .................................- 88 4.2.4 Sonuçlar... .................................................................... ... ................................................................ - 89 4.3 Atom demetinin ayrışma derecesi .................................................. ......... .......- 90 4.3.1 Aletler ve ölçüm tekniği .................................. ......... ..................................- 90 4.3.2 Serbest atomik jetin ayrışma derecesi .. ................................................................................ ................. 92 4.3.3 Polarize bir ışında ayrışma derecesinin uzamsal dağılımı ...................... ........................................................................ ....... .................- 95 4.3.4 Sonuçlar .................. ......... .................................................. ......... .................................- 97 4.4 Polarizasyon ................ ................. ................................................. ................ .................................- 98 4.4 .1 Aletler ve ölçüm tekniği ................................. ................ ..... ................................- 98 4.4.2 Bulgular ................................ ................... ................................................................ ......... .... - 100 4.4.3 Sonuçlar ................................ ................. ................................................. ................ ........ - 102 Bölüm 5
Kullanım perspektifleri ................................................................ ................................................................................ .... - 104 5.1 Jet hedefleri ......... ................................. .................................................................. - 104 5.2 Polarize gaz hedefleri. Biriktirme kutusu ................................ - 106 Sonuç ................. . ................................................ .. ................................................ - 110 Edebiyat.. ................................................................. ................................................ . ......... - 115 -3 Şekil listesi i Şek. 1. Elektron enerjisinin bir fonksiyonu olarak esnek olmayan süreçlerin 16 kesitleri . - 15 Şek. 2. Nozulu temel borulara ayırma şeması ................................................ ................................ ...- 24 Şek. 3: B manyetik alanındaki bir hidrojen atomunun enerji düzeyi diyagramı. Temel durum Bc = 507 G için, 2S1/2 durumu için Bc = 63.4 G. W enerjisi, DW = h1420.4 MHz (= 5,9 10-6 eV) biriminde ölçülür ................................ ... ................- 28 Şek. 4: B manyetik alanındaki bir döteryum atomunun enerji seviyesi diyagramı. Temel durum Bc = 117 G için, 2S1/2 durumu için Bc = 14.6 G. W enerjisi, DW = h327.4 MHz (= 1,4 10-6 eV) birimlerinde ölçülür ................................ ... .................................- 28 Şek. 5. Hidrojen atomunun dış manyetik alanın bir fonksiyonu olarak aşırı ince bölünme seviyelerinin nükleer polarizasyonu ................................................ ................................................ ......... ................................- 30 Şek. 6. Dış manyetik alanın bir fonksiyonu olarak döteryum atomunun aşırı ince bölünme seviyelerinin nükleer polarizasyonu ................................................ ................................................................................ ................................- 30 Şek. Şekil 7. Hidrojen atomunun 2S1 / 2 ve 2P1 / 2 durumları için aşırı ince bölünmenin enerji seviyelerinin diyagramı ................................ ................................................................................ ................................ ...- 31 Şek. Şekil 8. Lamb kaymasında polarize bir kaynağın ana unsurları......- 32 Şekil 9. Optik pompalamalı kaynağın çalışma prensibi ................................................ ........- 34 Şek. Şekil 10. Dış manyetik alanın bir fonksiyonu olarak 2S1 / 2 durumunda hidrojen atomunun aşırı ince bölünmesinin enerji seviyeleri ...................... ................................................................................ ...........- 34 Şek. 11: Polarize atomik hidrojen/döteryum kaynağının blok diyagramı.
1 - gaz akış regülatörü;
4 - spin ayırıcı mıknatısların ilk grubu;
6 - spin ayırıcı mıknatısların ikinci grubu;
8 - depolama hücresi (hedef) ................................................ ... ................- 35 Şek. 12. ANKE ABS ve COSY saklama halkasına çeşitli tipte hedefleri monte etmek için özel bir vakum odası. Polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağı, saptırıcı mıknatıs D1 ile spektrometre D2'nin merkezi mıknatısı arasında bulunur. COSY ışınının soldan sağa yönü ................................. 38 Şek. 13. ANKE ABS çizimi. Açıklamalar metinde verilmiştir................................................................. ... .- 40 Şek. 14. ANKE ABS'nin laboratuvardaki fotoğrafı. Üst vakum odasının yüksekliği – 80 cm ................................................. .. ................................................... ... ................................- 41 Şek. 15. Üst hareketli bölme ................................................................ ..................................- 43 Şek. 16. ANKE ABS kaynağının vakum sisteminin şeması. Vakum ekipmanının tam listesi Tablo 1'de verilmiştir................................................. ................................................................- 44 İncir. 17. Pompa odası I için çeşitli şemalar ................................................. ........................................- 45 Şek. 18. ANKE ABS RF ayrıştırıcı................................................................. ...................... .........- 47 Şek. 19. ANKE ABS ayırıcısının kesit görünümü. 1: Gaz besleme flanşı, 2: Soğutma sıvısı girişi, 3: HF girişi, 4: Kayar HF bağlantısı, 5: İndüktör, 6: Kondansatörler, 7: Soğutma devresi alt contası, 8:
nozul, 9: nozul soğutma sisteminin bir parçası (bakır termal köprü).................................- 49 -4 şek. 20. Ayırıcının alt ucu ve gaz jeti oluşum sistemi. bir:
tahliye borusu ve soğutma boruları, 2: alt soğutma devresi contası, 3: Teflon ısı akışı kısıtlayıcı, 4: kayar bağlantı, 5:
nozul ve soğutma sistemi desteği, 6: ısıtıcı, 7: bakır termal köprü, 8:
nozul montajı, 9: nozul, 10: üst vakum bölmesindeki pencere, 11: skimmer, 12: kolimatör12, 13: ilk altılı mıknatıs, 14: alt vakum bölmesi................................ ................................................................. ................................................ - 50 Şek. 21. Radyo frekans sisteminin yapısal şeması ................................................................. ........... ...- 51 Şek. Şekil 22. PID kontrolörü kullanarak stabilizasyon sırasında meme sıcaklığının zamana karakteristik bağımlılığı ................................ ................................................................ ................................ .......- 53 Şek. 23. Gaz jeti oluşum sistemindeki kayıplar .................................................. ................. ...- 55 Şek. 24. ABS'de kullanılan altı kutuplu mıknatıs. Solda a0 açısıyla r = 0 olan bir mıknatısa uçan bir atom gösterilmektedir;
sağda, birkaç kuvvet çizgisi gösterilir.....- 56 Res. 25. Bir atomun etkin manyetik momentinin, dört aşırı ince bölme seviyesi için dış manyetik alan üzerindeki bağımlılığı ................................................ ................................................................................ ..- 57 Şek. 26. Parçalardan oluşan silindirik kalıcı altı kutuplu mıknatısın parçası ................................................. ......................... .................................. ................................................................................ .....- 58 Şek. 27. Yüksek frekanslı geçişler bloğunun şeması .................................................. ....... .........- 60 Şek. Şekil 28. ANKE ABS ultra-ince geçiş bloğunun yapısı ................................- 62 29. Bir gradyan alanının bobinini sarma şeması (Bgrad) ................................................. ......... - 63 Şek. Şekil 30. WFT ve MFT ünitelerini açmak için basitleştirilmiş kablo şeması ................- 64 31. ANKE ABS polarize kaynağına monte edilmiş MFT ultra ince geçiş ünitesinin (ortada) fotoğrafı. Birinci gruptaki üç spin ayırıcı mıknatıstan biri yukarıdan görülmektedir. ................- 65 Şekil. Şekil 32: Işın yoğunluğunun mutlak ölçümleri için cihaz - sıkıştırma tüpü ................................................ ................................ ................................ ......................... ................- 67 Şek. 33: Atomik () ve moleküler () hidrojen için elektron darbeli iyonizasyon kesitleri .................................. ................................................................................ ................. .......................- 71 Şek. 34: Zamana karşı PSV ve PCV basınçlarının deneysel verileri...- 74 Res. 35. Bir sıkıştırma tüpüne dayalı bir cihazın montaj çizimi. bir:
rehber desteği ................................................................ ..................................................................- 76 Şek. 36. Polarize olmayan gaz besleme sisteminin şeması ................................................. ...... .- 77 Şek. Şekil 37. Mutlak ışın yoğunluğunu (aşağıda) ve ayrışma derecesini (solda) ölçmek için cihazlarla birlikte ABS alt vakum odasının fotoğrafı.................... ................................- 78 Şekil 37. Şekil 38: Atom demetinin yoğunluğunun meme sıcaklığındaki moleküler hidrojenin giriş akışına bağımlılığı Tnozzle = 62 K, ayrıştırıcı RF gücü Wdisso = 350 W ve ek oksijen akışı q(O2) = 1 10-3 mbar l/ s...................................................................... .....................................- 79 Şek. Şekil 39: Atom demetinin yoğunluğunun, meme sıcaklığında Tnozzle = 62 K, moleküler hidrojenin giriş akışı q(H2) = 1.2 mbar l/s'de ayrıştırıcıya sağlanan RF gücüne ve ek akışına bağımlılığı oksijen q(O2) = 1 10-3 mbar l/s ................................................. ................... ................................................................ .......... ...- 80 -5 Şek. Şekil 40: Atomik ışın yoğunluğunun farklı meme çapları için meme sıcaklığına bağımlılığı (D = 2.0, 2.3, 2.5 mm). Ayırıcıya sağlanan radyo frekansı gücü Wdisso = 350 W'dir, moleküler hidrojenin giriş akışı q(H2) = 1.2 mbar l/s'dir ve ek oksijen akışı q(O2) = 1 10-3 mbar l/'dir. s. Karşılaştırma için, HERMES (), PINTEX () kaynaklarının ve Münih Üniversitesi'nin ()...- 81 polarize iyon kaynaklarının yoğunluk ölçümlerinin sonuçları gösterilmektedir. 41. Bir atom demetinin profilini ölçmek için kurulum şeması .................................. - 83 42. Bir dört kutuplu kütle spektrometresinin blok diyagramı. Düz çizgiler sabittir, noktalı çizgiler kararsız iyon yörüngeleridir ................................- 84 Şekil. 43. Kütle filtresinin basitleştirilmiş şeması ................................................................ .....................................- 84 Şek. 44. Ayrışma derecesinin ölçümlerinde kullanılan kontrol ve veri toplama sistemi ................................................. ................................................................ ................................................................ ................- 86 Şek. 45. Bir ışındaki atomik hidrojenin yoğunluk dağılımı. Taralı alan, depolama hücresinin dikey borusunun geometrik boyutlarına karşılık gelir.................................................. ................................................................ ................................................................ ................- 86 Şek. 46. Şekiller'deki maksimum dağılıma karşılık gelen X ve Y düzlemlerindeki atomik hidrojen ışını profilleri. Şekil 45. Taralı alan, depolama hücresinin dikey borusunun geometrik boyutlarına karşılık gelir.................- 87 Şekil 45. 47. Dört kutuplu kütle spektrometresinin sinyalinin N1 ayar vidasının konumuna bağımlılığı ................................. ................................................ ............. .................................... ...- 88 Şek. 48. Nozul ayarından sonra ışındaki atomik hidrojenin yoğunluk dağılımı. Taralı alan, depolama hücresinin dikey borusunun geometrik boyutlarına karşılık gelir.................................................. ................................................................ ................................- 88 Şek. 49. Şekil l'deki maksimum dağılıma karşılık gelen X ve Y düzlemlerindeki atomik hidrojen ışını profilleri. Şekil 48. Taralı alan, birikimli hücrenin dikey tüpünün geometrik boyutlarına karşılık gelir.................- 89 Şekil 48. Şekil 50. Çeşitli meme sıcaklıkları ve radyo frekansı gücü W = 300 W için giriş gazı akışındaki ayrışma derecesinin (a) bağımlılığı.................... ................................93 Şekil 51. Düşük giriş akışlarında ve meme sıcaklığında T = 70 K RF gücüne ayrışma derecesinin (a) bağımlılığı ...................................... ................................ ..................- 93 Şek. Şekil 52. Yüksek giriş akılarında ve meme sıcaklığında T = 70 K RF gücüne ayrışma derecesinin (a) bağımlılığı ...................................... ................................................................- 94 Şek. Şekil 53. Ayrışma derecesinin (a) çeşitli giriş akışlarında memenin sıcaklığına ve RF gücü W = 300 W'a bağımlılığı.................................... ................................ .............- 94 Şek. 54. ANKE ABS'nin tipik çalışma koşulları için zamanın bir fonksiyonu olarak ayrışma derecesi ................................................. ................................................................ ................................ ................- 95 Şek. 55: Sıkıştırma tüpü düzleminde kirişteki ayrışma derecesinin dağılımı. Taralı alan, sıkıştırma tüpünün geometrik boyutlarına karşılık gelir.................................................. ................................ ...................... ................................ ...- 96 Şek. 56: Sıkıştırma tüpünün düzlemindeki ışındaki moleküler hidrojenin yoğunluk dağılımı. Taralı alan, sıkıştırma tüpünün geometrik boyutlarına karşılık gelir.................................................. ................................ ...................... ................- 96 Şek. 57: Sıkıştırma tüpünün merkezi boyunca X ve Y düzlemlerinde ışın ayrışma derecesinin profilleri. Taralı alan, sıkıştırma tüpünün geometrik boyutlarına karşılık gelir....... ................................................ . ......................- 97 -6 Şek. Şekil 58. Işın polarizasyonunu ölçmek için kurulum şeması.................................................. ........- 99 Şekil 59. Döndürme filtresindeki manyetik alan üzerindeki Ly-a fotonlarının sayısının bağımlılığı...... - 100 60. Polarize bir hidrojen ışını durumunda, spin filtredeki manyetik alan üzerindeki fotonların Ly-a sayısının bağımlılığı. Sol tepe mI = +1/2 olan atomlara karşılık gelir, sağdaki mI = –1/2 ................................ .................................................................... ... ................................ - 101 Şek. 61. Polarize bir döteryum ışını durumunda spin filtresindeki manyetik alan üzerindeki fotonların Ly-a sayısının bağımlılığı: (a) ve (b) - vektör polarizasyonu, (c) ve (d) - tensör polarizasyon. Sol tepe mI = +1, ortadaki mI = 0, sağdaki mI = –1 olan atomlara karşılık gelir...................... ......... .................................................. ......... ................................. - 101 Şek. Şekil 62. MFT (a), WFT (b) ve SFT (c) radyo frekansı geçişlerinin bloklarındaki manyetik ve HF alanlarının dağılımı .................. ................................ .................................. ................................ ....... - 102 Şek. Şekil 63. Bir jet hedefinin (jet hedefi) ana diyagramı ................................................. ................ - 105 Şekil 64. Polarize bir kaynak için depolama hücresi ................................................ ...... - 106 65. Depolama gaz hücresi fikri ve içindeki basınç dağılımı....... - 108 -7 Tablo listesi Tablo 1. ANKE ABS vakum ekipmanları listesi......... .. .....................- 46 Tablo 2. Orijinal ve optimize edilmiş hüzmeleme sistemlerinin parametreleri ve elde edilen maksimum yoğunluklar. Boyutlar mm cinsindendir.................- 55 Tablo 3. Altı kutuplu mıknatısların boyutları ve yüzeydeki manyetik alan.....- 59 Tablo 4. Radyo frekansı geçiş bloklarının temel özellikleri ..... ...................... 61 Tablo 5. Aşırı ince bağlantı bloklarının yüksek frekanslı ekipmanı ......... ...- 64 -8 Giriş Modern nükleer fiziğin nükleer maddenin çeşitli özelliklerini açıklamada büyük başarısına rağmen, nükleer dalga fonksiyonunun yüksek momentumlu bileşeni veya başka bir deyişle nükleerin yapısı sorusu nükleon yarıçapından daha küçük veya daha küçük bir mesafedeki madde hala açıktır. Şu anda, asıl sorun, bu yapının deneysel tespiti ve çekirdeğin bir nükleon topluluğu olarak geleneksel tanımının geçerli olduğu çekirdekteki nükleonların bağıl hareketinin iç moment aralığının belirlenmesidir.
RNN 0.5 fm mesafelerde çekirdekte mezon-nükleon ve kuark-gluon serbestlik dereceleri arasında bir miktar geçiş bölgesi olması beklenir. Aktarılan yüksek momentte böyle bir bölgenin varlığının onaylarından biri, NN faz kaymasına karşılık gelen NN etkileşiminin fenomenolojik potansiyeline dayanan geleneksel resmin ihlali olabilir. Bu anlamda, nükleer dalga fonksiyonunun yüksek momentumlu bileşeni sorunu, yakın mesafelerde nükleon-nükleon etkileşim potansiyelinin seçilmesi sorunu ile yakından ilişkilidir.
Bu problemlerin araştırılmasında özel bir rol, nükleer kuvvetlerin spin bağımlılığını belirlemeyi mümkün kılan kutuplaşma deneyleri tarafından oynanır.
Bu tür deneyler, hem yüksek yoğunluklu polarize proton demetinin hem de yüksek yoğunluklu polarize hedefin kullanılmasını gerektirir.
Geleneksel olarak, bu tür hedefler katı hal polarize hedeflerdi. Bununla birlikte, son on yılda, radyasyon hasarı ve polarize olmayan safsızlıkların (örneğin, NH3'te N) varlığından kaçınmayı mümkün kılan yeni bir polarize hedef türü, gaz polarize hedefler hızla geliştirildi. katı hedefler için tipik. En yaygın r r r polarize gaz hedefleri, safsızlık içermeyen H -, D - ve 3 He hedefleridir. Bu tür hedeflerin uzamsal yoğunluğu düşük olduğundan, hızlandırıcı depolama halkalarında geniş uygulama alanı bulmuşlardır. Bu durumda, hızlandırıcı ışının ömrü için yeterince yüksek bir değer elde etmek mümkündür ve ışının hedeften tekrar tekrar geçmesi nedeniyle deneyin yüksek parlaklığı sağlanır.
9 Halihazırda, hem polarize hızlandırıcı ışın hem de polarize atomik ışın kaynağından (PABS1) ve incelenen etkileşimin gerçekleştiği bir kriyojenik depolama hücresinden oluşan polarize bir hedef kullanılarak çeşitli deneyler yürütülmektedir.
İlk kez, VEPP-3 elektron depolama halkasında Novosibirsk'te gazlı polarize bir döteryum hedefi kullanıldı.
DESY'deki (Hamburg, Almanya) HERMES deneyi, nükleonun spin yapısını inceler. Bu amaçla, uzunlamasına polarize 27.5 GeV r r HERA pozitron ışınının polarize H, D ve 3 He gaz hedefleri üzerindeki derin elastik olmayan saçılımının kapsayıcı ve yarı kapsayıcı reaksiyonları incelenmiştir.
Hidrojen ve döteryum hedefleri, polarize bir atomik ışın kaynağı ve bir depolama hücresidir. Bu tür kurulumlar, yeterince yüksek (%100'e yakın) nükleer polarizasyona sahip bir atomik ışın yaratmayı mümkün kılar ve açık bir depolama hücresinin kullanılması, hızlandırıcı ışınını yok etmez.
Nükleon-nükleon etkileşimlerini incelemek için IUCF depolama halkasının (Bloomington, ABD) polarize ışını üzerinde, ayrıca bir dahili polarize gaz hedefi kullanılarak deneyler yapıldı. Amaçları, nükleon-nükleon etkileşiminin potansiyeli hakkında modern fikirleri geliştirmekti. Bu amaçla, spin-korelasyon katsayıları ölçülmüş ve eşiğe yakın pion üretimi incelenmiştir.
Yakın mesafelerde NN etkileşimlerinin incelenmesiyle ilgili konuların incelenmesinde özel bir rol, en basit nükleer sistem olarak döteron tarafından oynanır. Döteronun oldukça gevşek bağlı bir sistem olmasına rağmen, hem teorik hem de deneysel nükleer fizikte ana çalışma konusu haline geldi.
Çekirdek q = 0.3 0.5 GeV/c içindeki nükleonların göreli hareketi anında pd etkileşimini incelemeyi amaçlayan deneylerden biri, döteronun parçalanmasına adanmış COSY2-Jlich depolama halkası deneyidir. Özellikle ilgi çekici olan, nükleonların iç bağıl hareketinin iç momentinde gözlemlenen beş polarizasyonun (A yp, Ay, A yy, C yy, C yyy) bağımlılığını belirlemeyi amaçlayan rr (pd® ppn) polarizasyon deneyidir. döteron parçalanma reaksiyonu. Bu, yeni Polarize Atomik Işın Kaynağı COoler SYnchrotron - 10 ile döteron dalga fonksiyonunun yapısı hakkında bilgi edinmeyi mümkün kılacaktır, çünkü polarizasyon gözlemlenebilirleri dalga fonksiyonunun S ve D bileşenlerinin oranına bağlıdır. ANKE3 spektrometresinin özellikleri dikkate alındığında, deney eşdoğrusal geometri koşullarında gerçekleştirilebilir: 180'e yakın geriye doğru yayılan protonlar, küçük açılarda (0'a yakın) ileriye doğru yayılan protonlarla çakışma olarak kaydedilecektir. Bu geometride, döteronun S- ve D-dalga fonksiyonları 0,5 GeV/c'lik bir dahili momente kadar incelenebilir.
Bu deney, hem polarize hızlandırıcı ışının hem de polarize hedefin kullanılmasını gerektirecektir.
Şu anda, COSY depolama halkasında polarize olmayanlar için 5,1016 parçacık/s ve polarize protonlar için 5,1015 parçacık/s'lik bir ışın yoğunluğu elde edilmiştir. Bununla birlikte, polarize iyon kaynağının, ışın taşıma yolunun ve enjeksiyon sisteminin modernizasyonu, polarize proton demetinin yoğunluğunun 1 1016 parçacık/s'ye kadar artmasına yol açmalıdır. Ayrıca polarize olmayan ve daha sonra polarize döteryum enjekte edilmesi planlanmaktadır.
Deneyde, bir kriyojenik depolama hücresi olan dahili bir gaz hedefi kullanılması planlanmıştır. Polarize gaz, hidrojen veya döteryum, hedefe polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağından girer (ANKE ABS).
Hızlandırıcıdaki deneyin verimliliğini belirleyen ana faktörlerden biri, kaynak atomik ışın yoğunluğu tarafından belirlenen hedef yoğunlukla orantılı olan ve hedef polarizasyonuna ikinci dereceden bağımlı olan istatistik toplama süresi olduğundan. Bu nedenle, bu parametreler özel gereksinimlere tabidir:
· atomik ışının yüksek nükleer polarizasyonu (%80'den fazla);
· polarizasyon işaretinin hızlı değişimi (pozitif/negatif) ve bir döteryum ışını durumunda, polarizasyon tipi (vektör/tensör);
atomik ışının yüksek yoğunluğu (61016 atom/s'den fazla).
· Fiziksel parametrelere ek olarak, kaynak, modern depolama halkaları üzerindeki deney düzenekleri için yüksek gereksinimleri karşılamalıdır (vakum koşulları, sınırlı alan, mevcut bir deney düzeneğine hızlı entegrasyon, vb.).
Nucleon ve Kaon Ejectiles çalışmaları için aparat - 11 Atom demetlerinin özelliklerini incelemeden kaynak parametrelerinin yüksek değerlerine ulaşmak imkansızdır. İkincisi, kaynak parametrelerini ölçmek ve optimize etmek için yöntemler geliştirme ve bir dizi araç yaratma ihtiyacını ifade eder.
Bu çalışma, bir polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağının yaratılmasının yanı sıra, atomik ışının yoğunluğu, polarizasyon derecesi ve ışın yoğunluğunun uzaysal dağılımı.
Makale, nükleer polarizasyon ile atomik kirişler oluşturmayı mümkün kılan çeşitli yöntemler sunmaktadır. Polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağının hem çalışma prensiplerinin hem de yapısal elemanlarının tasarımının ayrıntılı bir açıklaması verilmiştir. Bir atomik hidrojen ışınının özelliklerine ilişkin çalışmaların sonuçları sunulmaktadır. Depolama halkaları üzerinde yapılan deneylerde kullanılan gaz hedefleri için bir kaynak olarak polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağı kullanma olasılıkları göz önünde bulundurulur.
12. Bölüm
Atom demeti üretme yöntemleri 1.1 Giriş Uzun yıllardır moleküler ve atomik demetlerle yapılan deneyler, moleküllerin, atomların ve çekirdeklerin özellikleri hakkında değerli bir bilgi kaynağı olmuştur. Moleküler ışınlarla ilk deneyler 20. yüzyılın başında Dunoyer tarafından yapıldı. 1920'lerde, Stern ve Gerlach, homojen olmayan manyetik alanlarda atomik ışınların sapması üzerine yaptıkları deneylerde, uzaysal kuantizasyonun varlığını gösterdiler. Kısa bir süre sonra, 1950'lerde Lamb ve Riserford, 2S1/2 ve 2P1/2 seviyelerinde birbirine göre bir kayma keşfettiler. Bu fenomene Kuzu kayması denir. On yıl sonra, modern nükleer fizikte geniş uygulama alanı bulan polarize atomik kirişler oluşturmak için bir yöntem önerildi. Bu, tam bir listeden uzak, çalışmanın ana nesneleri, nötr atomların ve moleküllerin ışınlarıydı.
Normal koşullar altında bu atomların moleküller (H2, D2, Cl2, vb.) oluşturmasına rağmen, genellikle H, D, Cl vb. gibi atom demetleri elde etmek gerekli hale gelir. Moleküler ışınların yaratılması özellikle zor değilse, o zaman benzer atomların ışınlarını elde etme yöntemleri, moleküllerin atomlara ayrışması için başlı başına ayrı bir fiziksel problemdir.
Geleneksel olarak, molekülleri atomlara ayırmak için en yaygın olarak kullanılan yöntemler şunlardır:
· Yüksek sıcaklıkların etkisi altında ayrışma, örneğin moleküler hidrojenin 2500 K sıcaklığa ısıtılan bir tungsten fırınına beslendiği çalışmada olduğu gibi. Fırında 1 mbar civarında bir basınçta, ayrışma derecesi ~%64 idi.
· Güçlü bir elektrik alanında ayrışma, örneğin hidrojeni ayrıştırmak için bir Ahşap tüpün kullanıldığı çalışmada olduğu gibi. Ayrışma derecesi, tüpteki yaklaşık 1 mbar'lık bir basınçta ~%7080 idi.
13 · Yüksek frekanslı bir alanın etkisi altında ayrışma (bakınız, örneğin, boşaltma borusundaki ~0.25 mbar'lık bir basınçta, ayrışma derecesinin ~%60 olduğu yerde).
Modern kurulumlarda, ikinci yöntem en yaygın olarak kullanılır. Bir gaz deşarjı oluşturmak ve sürdürmek için standart yüksek frekanslı veya mikrodalga endüstriyel jeneratörler kullanılır. 12 mbar seviyesinde tahliye borusunun içindeki karakteristik basınçlarda, bu tür cihazlarda ayrışma derecesi %90'a ulaşır.
Moleküllerin ayrışmasına ek olarak, atomik ışınlar oluşturma görevi, ışın oluşumu konularını da içerir. Bir atomik hidrojen ışını oluşturmak için gerekli koşullar, incelenen her özel durum için çok farklı olabilir. Yeniden birleştirme oranını düşük tutma ihtiyacı, huzme oluşturma sistemlerinin düşük yoğunlukta (1017 atom/cm3) ve ayrıca oldukça büyük meme açıklıklarında çalışmasını gerektirir. Bu nedenle, oluşum sisteminin parametreleri önceden seçilemez, bunun yerine kurulumun diğer parametrelerinin dayattığı sınırlamalar dikkate alınarak bir uzlaşma çözümü olmalıdır.
1.2 Bir gaz deşarjında ayrışma mekanizması Bir gaz deşarjındaki ayrışma derecesi, oluşturulan atomik bileşenin yoğunluğu ve çeşitli rekombinasyon mekanizmaları tarafından belirlenir. Bu işlemlerin mekanizması, deşarj tüpündeki gaz basıncı, plazma tarafından saçılan radyo frekansı alanının gücü, deşarj tüpünün malzemesinin özellikleri ve benzeri gibi deşarjın makroskopik parametreleri tarafından belirlenir. üzerinde. Genellikle, bir deşarj elde etmek ve sürdürmek için, bir radyo frekans jeneratörü tarafından beslenen ve bir dielektrik deşarj tüpü ile endüktif kuplaj yoluyla plazma üzerindeki elektromanyetik alanın gücünü dağıtan bir salınım devresi kullanılır. Elektron veya iyon yoğunluğunun nötr parçacıkların (atomlar ve moleküller) yoğunluğuna oranı olarak tanımlanan iyonlaşma derecesi oldukça düşüktür ve 10-510-3 aralığındadır.
Elektronların hareketliliği, iyonların hareketliliğinden çok daha büyüktür ve bu, düşük iyonizasyon derecesi göz önüne alındığında, elektron gazının sıcaklığının, nötr parçacıkların ve iyonların sıcaklığından çok daha yüksek olmasına yol açar. Karakteristik sıcaklık aralığı, 0.080.35 eV aralığındaki enerjilere karşılık gelen 14 nötr ve iyonik bileşen 5002000 K'dir, ortalama elektron enerjisi ise 210 eV içindedir. O.
boşalmanın özellikleri elektronların kinetiği tarafından belirlenir: yüksek frekanslı bir elektromanyetik alanda olmak, serbest elektronlar enerji kazanır ve elastik ve esnek olmayan çarpışmalar yoluyla nötr parçacıklar üzerinde dağıtır.
Nötr parçacıklarla serbest elektronların aşağıdaki esnek olmayan etkileşimleri (s iin kesitli) baskındır:
1) Moleküllerin titreşim seviyelerinin uyarılması (s 1in) e- + H 2 ® H 2 + e-.
ör 2) Moleküllerin (s 2) e- + H 2 ® H + H + e- içinde ayrışması.
3) Moleküllerin (s 3) e - + H 2 ® H 2+ + 2e - içinde iyonlaşması.
4) Atomların (s 4) e - + H ® H + + 2e - içinde iyonlaşması.
5) e - + H ® H (2 p) + e - içindeki atomların (s 5) 2p durumlarının uyarılması.
6) e - + H ® H (2s) + e - içindeki atomların (s 6) 2s durumunun uyarılması.
0. s2in s in 0. s1in s5in siin 10-15 cm s4in 0. 0. 0. s in 0. 10 20 30 40 Elektron enerjisi, eV i 1. Elektron enerjisinin bir fonksiyonu olarak esnek olmayan süreçlerin 16 kesitleri .
15 Şek. Şekil 1'de görüldüğü gibi, 1020 eV elektron enerji aralığında ayrışma süreci (eşik elektron enerjisi 8.8 eV) baskındır.
Kesitlerin enerji bağımlılığı ve elektron enerjilerinin Maxwellian spektrumu dikkate alındığında, çalışmada, baskın sürece (1) ek olarak, 5 eV'den daha düşük bir ortalama elektron enerjisinde, yoğunluğun olduğu gösterilmiştir. ayrışma süreci (2), iyonlaşma süreçlerinin (3) ve (dört) yoğunluğundan daha yüksek bir büyüklük sırasıdır.
Bu, yukarıda açıklanan tipik deşarj koşulları altında, %90'a varan ayrışma oranlarının beklenebileceği sonucuna götürür. Verilen atomik ve moleküler yoğunluklar için, ayrışma derecesi, na a= (1) na + 2nm veya nm a =1+ (2) kapalı nm kapalı olarak tanımlanır; burada nm, boşalma olmadığında moleküler yoğunluktur ve sonra ( 3) na = 2(nm - nm) off Ana işlemlere ek olarak, iyonizasyon işlemleri (3 ve 4) sonucunda oluşan yüklü parçacıklar için yukarıdaki mantıkta difüzyon kayıpları, iki ve üç parçacık rekombinasyonu yapılmıştır. dikkate alınır. Burada sunulan hesaplamalar, %0 ila %100 aralığında ve 125 W/cm3'lük bir dağıtılmış güç yoğunluğunda, ortalama elektron enerjisinin 5 eV'nin altında olduğunu göstermektedir. Bu aynı zamanda yüksek derecede ayrışma elde etme olasılığını da doğrular.
Moleküllerin ayrışmasının bir sonucu olarak oluşturulan atomik fraksiyonun yoğunluğu, 2H + M ® H 2 + M + E rekombinasyonu nedeniyle azalır; burada M, koruma yasalarını yerine getirmek için gereken üçüncü cisim ve E0 4.5 eV bağlanma enerjisidir. hidrojen molekülünün. Çalışmada, rekombinasyon katsayısı (bir duvarla çarpışmada yeniden birleşme olasılığı) hakkında bir tahmin yapıldı ve tipik deşarj koşulları altında, yani. gaz basıncı, sıcaklık ve plazma hacmi, baskın süreç yüzey rekombinasyonudur.
Geleneksel olarak, deşarj tüpünün malzemesi olarak borosilikat veya kuvars camı kullanılır; bu malzemeler yüksek sıcaklık uygulamaları için uygundur ve düşük yüzey rekombinasyon katsayısına sahiptir. Bununla birlikte, mevcut deneysel veriler, borosilikat ve kuvars cam üzerindeki hidrojen için rekombinasyon katsayısının artan sıcaklıkla hızla arttığını göstermektedir. Bu nedenle, çalışma sırasında tahliye borusunu soğutmak gerekir. Ek olarak, rekombinasyon katsayısını azaltmak için, eserlerde açıklanan deşarj tüpünün iç yüzeyinin özel bir işlemi ve ayrıca küçük bir ek (ana akımın ~% 0.10.5'i) oksijen akışı kullanılır.
1.3 Bir gaz jetinin oluşumunun teorik olarak değerlendirilmesi Bir atomik ışının yoğunluğunu doğru bir şekilde tahmin etmek ve ölçüm sonuçlarını açıklamak için, bir ışın oluşumu göz önüne alındığında ortaya çıkan soruları cevaplamak gerekir. Teori, ne yazık ki, hidrodinamik rejimde bir gaz jetinin oluşumu konusunda henüz bir fikir birliğine varmamıştır. Bu nedenle şimdilik yoğunluk hesaplamalarından değil, sadece değerlendirmesinden bahsetmek zorundayız.
1.3.1 Moleküler rejim (çıkış) Deliğin arkasındaki gazın yoğunluğu yeterince düşükse, örn. Knudsen katsayısı Kn = l / d 1 , burada l ortalama serbest yol, d delik çapıdır. Bu durumda hem çıkış sırasında hem de sonrasında parçacıklar arasında etkileşim yoktur4. q açısında (delik düzleminin normaline göre) dW birim katı açı başına diferansiyel ışın yoğunluğu I(q), kosinüs dağılımı ile verilir:
I (q) = n0 A0 v f (v) cos(q)dWdv, (4) burada n0 kaynaktaki gaz yoğunluğu, A0 delik alanı f(v) ise Maxwell-Boltzmann hız dağılımıdır. olarak:
v v f (v)dv = p exp - dv, (5) z z3 viskozite katsayısı h ile d çaplı bir borunun içinde v hızına sahip.
R 2200'de akış rejimi türbülanslı hale gelir.
17 z = (2kT0 / m)1 / 2, T0 kaynak sıcaklığında en olası parçacık hızının nerede olduğuna karşılık gelir.
Delikten geçen toplam akış f 0, aşırı hızlar ve 2p katı açısının integrali alınarak elde edilir:
f0 = n0 A0 v 1/s, (6) burada v = (8kT0 / pm)1 / 2, T0 sıcaklığında kaynaktaki ortalama parçacık hızıdır.
Delik düzleminin normali yönündeki ışın yoğunluğu I(q = 0) maksimumdur ve şu şekilde verilir:
f I (0) = 1/s ster. (7) p Işın kaynağı olarak basit bir deliğin temel dezavantajları, n0 yoğunluğuyla orantılı düşük tepe yoğunluğu ve ayrıca zayıf ışın yönlülüğüdür.
1.3.2 Uzun bir kanal ile kiriş şekillendirme Basit bir delik tarafından oluşturulan bir kirişin zayıf yönlülüğü, deliğin genellikle silindirik bir enine kesitli uzun bir kanalla değiştirilmesiyle önemli ölçüde iyileştirilebilir. Uzun bir kanalda moleküler bir gaz akışı rejimi gereksinimi, ışın yoğunluğunda bir kayıp gerektirir. Bu nedenle, genellikle, uzun bir kanal tarafından bir ışın oluşumu düşünüldüğünde, moleküler akış koşullarının yalnızca kısmi olarak yerine getirilmesi gerekir. Böyle bir model için varsayımlar aşağıdaki gibi formüle edilebilir:
· Gaz kaynağında yeterince yüksek bir basınç için bile, kanalın moleküler akış rejiminin koşullarının karşılandığı bir bölümü vardır. Genellikle, kanalın çıkışında böyle bir bölümün varlığı ima edilirken, kanalın başlangıcında gaz (Kn 1) ile hidrodinamik veya ara akış rejimi koşullarındadır.
· Kanalın moleküler akış rejimine sahip bölümünde, kanal boyunca z mesafesinin bir fonksiyonu olarak yoğunluk lineer olarak azalır ve çıkışta sıfıra ulaşır.
Işının tepe yoğunluğuna (ileri yönde) iki süreç katkıda bulunur. İlk katkı, kanaldan deneyimlemeden geçen parçacıklardan kaynaklanmaktadır - 18 çarpışma. İkinci katkı, diğer gaz parçacıkları tarafından saçılan ancak kanalın sonuna ulaşan parçacıklardan gelir.
Tanımlanan model, kaynak n 0'daki gaz yoğunluğundaki partikül içermeyen yolun l'nin kanal uzunluğu L'ye oranına bağlı olarak iki spesifik moda sahiptir:
1. Şeffaf kanal: l L/2. Kaynakta yeterince düşük bir gaz basıncı için, ışın yoğunluğuna yalnızca ilk işlem katkıda bulunur.
Bu nedenle, tepe yoğunluğu:
I (0) = n0 A0 v 1/s ster. (8) 4p Toplam gaz akışı f t cinsinden ifade edilebilir formül ft = K n0 A0 v, (9) burada K = 4d/3L geometrik faktör, d ve L kanal çapı ve uzunluğudur , f t 1/ s ster.
I (0) = (10) pK İfadesi (10), uzun bir kanal tarafından oluşturulan bir ışının tepe yoğunluğunu hesaplamak için bir formüldür. Toplam akışa göre ileri yöndeki gaz akışının, delikten (7) basit bir çıkışa kıyasla daha büyük olduğuna dikkat edilmelidir.
2. Opak kanal: l L/2. Bu rejim, parçacıkların kanaldan çarpışma olmadan geçme olasılığının ihmal edilebilir olduğu duruma karşılık gelir.
Opaklık kriteri, L/l 12 koşuludur. Bu durumda, tepe yoğunluğu şeffaf bir kanala göre daha düşüktür ve şu şekilde verilir:
1/ v d I (0) = 0.065 f t1 / 2 1/s ster, (11) s () - burada s = 2ln parçacık çarpışma kesitidir. Yukarıdaki ifadede tepe yoğunluğunun kanal uzunluğuna bağlı olmadığı görülebilir.
Ele alınan durumlara dayanarak, kaynakta yeterince düşük bir gaz yoğunluğunda, tepe yoğunluğu I(0)'ın f t ile orantılı olduğu ve yüksek bir yoğunlukta f t1 / 2 ile orantılı olduğu sonucuna varılabilir.
19 I (0) µ f t1 / 2, Tarif edilen modelin analizi, kanaldaki gaz yoğunluğunun lineer değişim yasasının bir sonucu olarak ortaya çıkan bağımlılığın aslında bu varsayıma bağlı olmadığını göstermektedir. Bu nedenle, bu ilişki, "opaklığın" kanalın ötesinde devam ettiği ve nozul ile skimmer arasında bir bulut oluşturduğu duruma kadar genişletilebilir. Bu durumda gaz yoğunluğu, iki meme çapından daha küçük mesafelerde kanal ekseni z boyunca doğrusal olarak azalır;
ve sonra birkaç l mesafede çok küçük değerlere düşer. Bu, kanal çıkışında gerçekçi olmayan n = 0 varsayımına rağmen böyle bir modelin kullanılmasına izin verir. Sonuç olarak, ifade (11) moleküler akış rejiminin koşulları karşılanmasa bile güvenilir bir yaklaşımdır. Sadece gazın moleküler rejime geçişinin kanaldan çıkıştan büyük bir mesafede meydana gelmesi veya gaz jetinin oluşumun bir sonucu olarak hidrodinamik özellikler kazanması durumunda bir çelişki beklenir.
1.3.3 Hidrodinamik akış rejimi. Süpersonik jet Kaynaktaki gaz yoğunluğu o kadar yüksek olur ki, ortalama serbest yol l meme çapına göre küçülür, gaz laminere yakın bir ara akış rejimine geçer. Nozuldan çıktıktan sonra gaz adyabatik genleşmeye uğrar. Nozul yüzeyindeki gaz partiküllerinin termalleştiği varsayılarak ve tipik bir meme sıcaklığı yaklaşık 100 K, meme çapı 2 mm ve ayırıcı boşaltma tüpündeki basınç yaklaşık 1 mbar, l » 0.04 mm ve Kn » 0.02 olarak ayarlanır. Burada l kT l=, (12) 4p 2 pr olarak tanımlanır, burada k Boltzmann sabitidir, T gaz sıcaklığıdır, p kaynak basıncıdır ve r = 1.87·10-8 cm kinetik yarıçaptır.
Moleküler akış rejiminde bir gaz jeti üretmek için kullanılan basit bir orifis veya uzun bir kanal, hidrodinamik jet oluşumu durumunda konik bir meme ile değiştirilir. Genellikle sıyırıcı olarak adlandırılan ve nozülün arkasında bulunan ikinci "delik", teorik olarak süpersonik bir parçacık demetinin oluşumuna izin verir.
Tarif edilen koşullar altında, meme tarafından yayılan gaz jeti, gazın basit termal hızını büyük ölçüde aşabilen hidrodinamik bir hızla sıyırıcıya doğru hareket eder. Bu şekillendirme yöntemi, monokromatik kirişlerin yanı sıra yüksek yoğunluklu kirişlerin elde edilmesi açısından çok ilginçtir.
İdeal sabit gaz akışı koşulları altında, tankı küçük bir açıklıktan terk eder ve adyabatik genleşme yaşar. Parçacıkların ilk entalpisi H O yönlendirilmiş akışın kinetik enerjisine dönüştürülür mu 2 ve kalıntı entalpi H = U + PV, burada U iç enerjidir, P kütle basıncıdır ve V hacimdir. Enerjinin korunumu yasası şunları verir:
H0 = H + mu 2. (13) Sabit basınç c p'de gazın özgül ısı kapasitesi, ilk rezervuarın sıcaklığı T0 ve genişleyen kiriş eksenindeki yerel gaz sıcaklığı T ile şunları elde ederiz:
c p T0 = c p T + mu 2, (14) buradan - 1 T = T0 1 + (g - 1) M 2, (15) 2 cp burada g =. Mach sayısı M, gazdaki c = (gkT / m)1 / 2. jet hızının u yerel ses hızına cV oranıdır. M2, gazın termal enerjisinden yönlendirilmiş hareket enerjisinin kesridir.
Nozulun hemen arkasındaki haznede kalan gaz basıncı p1 koşulu karşılıyorsa:
g p1 2 g +1 (16), p 0 g - bu durumda Mach sayısı memenin en dar kısmında M=1 değerine ulaşır. Burada p 0, orijinal rezervuardaki gaz basıncıdır. Bu koşullar altında gaz akışı maksimum değerine ulaşır.
Tek atomlu bir gaz için sabit basınçta cp özgül ısı kapasitesi kT'ye eşittir. O halde - 21 5 1 kT0 = mu 2 + kT + kT. (17) 2 2 Sağdaki ilk terim yönlendirilmiş kütle akışının kinetik enerjisi, ikinci terim ise termal hareketin kinetik enerjisidir5. Üçüncü terim, T sıcaklığında ideal bir gazda bulunan ve gazı genleşmeye zorlayan enerji ile ilgilidir.
Her üç terim de Mach sayısının fonksiyonları olarak yazılabilir, özellikle kinetik enerji şu şekilde yazılır:
1 mu = cp (T0 - T) = c pT0 1 - 1 + (g - 1) M.
(18) 2 2 Mach sayısı memeden l mesafesi arttıkça artar, çünkü gazın genleşmesiyle sadece gaz sıcaklığı değil aynı zamanda yoğunluk (ve buna bağlı olarak birim zamandaki parçacık çarpışma sayısı) azalır. artan mesafe ile. Son olarak, belirli bir lm mesafede, ışın soğuması durur ve Mach sayısı maksimum değerine M T ulaşır ve 'donmuş' kalır.
lm uzaklığı için, çalışmada ampirik bağıntı verilmiştir:
p l m = 0.67d t 1, (19) p burada d t meme boğaz çapıdır. Ayrıca, maksimum Mach sayısı şu ifadeyle tahmin edilebilir:
g - (20) g M T = 1.2 Kn 0, burada Kn 0, meme koşulları tarafından belirlenen Knudsen katsayısıdır. Daha önce belirtildiği gibi, 100 K sıcaklıkta 2 mm çapında bir meme için Kn 0 » 0.02 ve dolayısıyla maksimum Mach sayısı 6'dır.
Bu koşullar altında yaklaşık olarak aynı değer, Mach sayısının meme çapı birimleriyle ölçülen mesafeye bağımlılığının türetildiği çalışmada verilmiştir.
1 m mesafede hidrodinamikten moleküler akışa bir geçiş vardır. Bu geçişin gerçekleşmesinden daha erken olmamak kaydıyla, ışın sıyırıcıyı daha iyi vakumlu bölgeye geçirmelidir. Bununla birlikte, daha iyi vakum bölgesine geçiş, laboratuvara göre u hızında hareket eden bir referans çerçevesinde yapılabilir.
22 gaz jeti ve artık gazın etkileşiminden kaynaklanan şok dalgalarını etkilemek için. Bu nedenle, Mach diskini oluşturan şok dalgalarının güçlü etkisinden kaçınmak için sıyırıcının yeri çok dikkatli seçilmelidir.
Kiriş yapısının bir sıyırıcının varlığından etkilenmediğini ve ayrıca sıyırıcıdan sonra ışının moleküler akış rejiminde olduğunu varsayalım. Daha sonra, birim katı açı başına ışın eksenindeki tepe yoğunluğu aşağıdaki ifade ile verilir:
I (v) = n s As v f (v)dWdv, (21)
(v - Ws) v f (v)dv = p exp - dv, (22) z s3 z s burada z s = (2kTs / m)1 / 2 ve Ws = M s (gkTs / m)1 / 2 . Değişkenlerin indeksi s, ışın sıyırıcının boynuna girdiğinde hesaplamalarını yansıtır. (22) ifadesinden süpersonik ışının en olası hızını bulmak kolaydır:
v0 = (23) 2 gMs
gM s2 + f c = Ac n sWs 1/s olarak. (24) 2pl sc Burada l sc, skimmer ve kolimatör arasındaki mesafedir. Makaleye göre, basit gaz çıkışına kıyasla hidrodinamik özelliklere sahip bir ışın oluşumuyla sağlanan ışın yoğunluğundaki kazanç:
1/ cp G @ p k gM s2. (25) Ancak, yoğunlukta sunulan kazanç, gerçek ışınlar için olduğundan fazla tahmin edilmiştir. Bunun nedeni, vakum odasının artık gazı üzerinde ışın parçacıklarının saçılmasıdır.
23 1.3.4 Kaynak yoğunluğunun değerlendirilmesi Memeden çıkan parçacıkların yoğunluğunun bilinmesi, bir polarize atom kaynağının yoğunluğunun tahmin edilmesi için esastır. Sırasıyla yoğunluğu tahmin etmeye izin veren bir yöntem, içinde açıklanmıştır. Buradaki fikir, konik nozülün, d in - d out di = i + d out çapında bir dizi kısa tüp ile değiştirilmesidir. (26) N ve uzunluk ln l = li =. (27) N Burada l n meme derinliği, N boru sayısı, d giriş ve d çıkış sırasıyla meme giriş ve boğaz çaplarıdır.
PN N N- N- Pi i Pi P 2. Memeyi temel tüplere ayırma şeması.
Gazın bir hacimden diğerine temel bir tüp (bkz. Şekil 2) içinden akışı şu şekilde tanımlanır:
Q = C i (Pi 2 - Pi1) (28) burada Pi 2 ve Pi1 borunun her iki tarafındaki basınçlardır, ayrıca basınç sürekliliğini sağlamak için Pi 2 = Pi +1.1, Ci borunun iletkenliğidir , bunun için herhangi bir gaz akış rejimi için evrensel bir formül vardır:
d (P + Pi1) d i3 Tb 1,96 10 - 2 ben ben 2 l/s.
C i = 1,25 10 -6 + 3,04 10 4 (29) 2h l M - 24 Bu formülde, tüm doğrusal boyutlar mm olarak ifade edilmiştir, basınçlar mbar cinsindendir, h = 8,58 10 -8 mbar s M - molar kütle, viskoziteler oda sıcaklığında.
Oda sıcaklığı viskozite katsayısı, hidrojen için 73 olan Sutherland sabiti C kullanılarak başka herhangi bir sıcaklığa dönüştürülebilir:
T 1 + C / T h T = hT0. (30) T0 1 + C / T Tn = 100 K, Tb = 0.290 Tn = 29 K'ye eşit bir sıcaklığa sahip bir meme için gaz sıcaklığı olacaktır. Bu nedenle, viskozite katsayısı h = 9,59 10 -9 mbar·s olacaktır. (31) Nozul boğazındaki partikül yoğunluğu P n=, (32) kTb olarak tanımlanır, burada k = 1.38·10-19 mbar·cm3/K Boltzmann sabitidir. (28) ve (29) denklemlerinden aşağıdaki Pi 2 için ifade şu şekilde yazılır:
Pe Q e e + + Pi1 + i1 + Pi 2 = - (33), 2z 2z u xz 3.04 10 4.
M Nozuldan çıkıştaki ışın yoğunluğunu tahmin etmek için, ayırıcı boşaltma borusu içindeki gaz basıncı dağılımı hakkında bir varsayımda bulunmak gerekir. Hızlandırıcıdaki ABS çalışması sırasında, moleküler hidrojen giriş akışının 1,7 mbar l/s'de tutulması planlanmaktadır. Böyle bir akış için ayrıştırıcının boşaltma borusunun girişinde ölçülen basınç 1.53 mbar'dır.
Boşaltma bölgesinin yaklaşık olarak ayrıştırıcının ortasında olduğunu varsayalım.
Boşaltma tüpünün yüzeyindeki ayrışma ve yeniden birleştirme işleminden sonra, çıkış ucundaki ayrışma derecesi %90'dır ve sonuç olarak partikül sayısı, 25, ayrıştırıcının girişindekinden 1.9 kat daha fazladır. Bundan, gazın nozul girişinde yarattığı basıncın PN 2 = 2.81 mbar olduğu sonucu çıkar.
N = 90 bölme sayısı ile yukarıdaki prosedüre göre hesaplama yapıldıktan sonra, meme boğazındaki basınç P12 = 2.78 mbar olur. Daha sonra ifadeden (32) parçacık yoğunluğu n = 6.95 1017 cm -3'tür. (35) İlişki (24) As n0 a 0 M Ac fc = (3 + gM 2) 2pl sc 3 (36) 1 1 + (g - 1)M2 şeklinde yeniden yazılabilir, burada n0 memedeki partikül yoğunluğudur boğaz, a0 memedeki ses hızıdır ve M = M s.
Tb sıcaklığında a0 = 4.1376 104 cm/s olduğundan, kolimatörden geçen gaz akışı f c = 2.24 1018 1/s'dir. (37) Daha önce belirtildiği gibi, böyle bir tahmin, yoğunluk için fazla tahmin edilen bir değer verir. Bunun nedeni, artık gaz tarafından ışın parçacıklarının saçılması nedeniyle yoğunluk zayıflaması sürecidir.
Uygulamada, yoğunluğunun maksimum olduğu kiriş oluşum sisteminin parametrelerini belirlemek için ampirik yöntemler kullanılır. Bu amaçla, atomik ışının yoğunluğu, memenin, sıyırıcının ve kolimatörün geometrisinin, giriş gazı akışının ve memenin sıcaklığının bir fonksiyonu olarak ölçülür.
Bu bağlamda, atomik ve moleküler ışınlarla çalışmak için tesisler oluştururken, ışın oluşum sisteminin mümkün olan en eksiksiz parametre setini ayarlama olasılığını sağlamak gerekir.
26 Bölüm 2
Atom demetlerinde polarizasyon oluşturma yöntemleri 2.1 Giriş Polarize proton ve (veya) döteron demetleri oluşturma tekniği, bir atomdaki çekirdeklerin (protonlar veya döteronlar) dönüşleri ağırlıklı olarak yönlendirilecek şekilde bir nötr atom demeti hazırlamaktan oluşur. dış manyetik alanın yönü boyunca. Atomların daha sonra örneğin elektron çarpmasıyla iyonlaşması üzerine, nükleer polarizasyon korunur, bu da polarize proton (veya döteron) ışınlarının elde edilmesini mümkün kılar.
Nötr hidrojen veya döteryum atomlarının polarize ışınları oluşturma tekniği, nükleer ve elektron dönüşlerinin birbirine bağlı olduğu gerçeğine dayanır. Bu nedenle, elektronun manyetik momenti üzerinde hareket ederek, nükleer spin üzerinde de hareket edilebilir.
Temel durumdaki hidrojen atomu, mj = ±1/2 izdüşümlü bir S = 1/2 elektron dönüşüne ve mI = ±1/2 izdüşümlü bir proton spin I = 1/2'ye sahiptir. O. F = S + I (F = 0, 1) atomunun toplam rrr dönüşü, sırasıyla mF = 0 ve mF = 0, ±1 projeksiyonlarına sahiptir.
Harici bir manyetik alan yokluğunda F = 0 ve F = 1 seviyeleri arasındaki enerji farkı DW = h1420.4 MHz . Bir atomun manyetik momentinin harici bir manyetik alanla etkileşimi sonucunda, Zeeman etkisine göre F=1 olan seviye bölünür. Dış alanın gücü, sözde olanla olan ilişki tarafından belirlenir. DW Bc = (hidrojen 507 G için), (38) (g I - g j)m B elektronu olarak Bohr magneton birimlerinde tanımlanan "kritik" Bc alanı m B = -0.927 10 -20 erg/G. O. alan gücü c = B/Bc olarak tanımlanır.
Enerji bölünmesi Breit-Rabi formülü ile belirlenir:
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: B manyetik alanındaki bir hidrojen atomunun enerji düzeyi diyagramı. Temel durum Bc = 507 G için, 2S1/2 durumu için Bc = 63.4 G. W enerjisi, DW = h1420.4 MHz (= 5.9 10-6 eV) birimlerinde ölçülür.
c1 bölgesinde eğrilerin eğimi elektronun manyetik momenti tarafından belirlenir.
r r c 1, S ve I artık bağımsız vektörler olmadığında, bu nedenle, zayıf alanlar bölgesinde, eğriler toplam F dönüşünün mF izdüşümleriyle gösterilir.
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/Mc 4: B manyetik alanındaki bir döteryum atomunun enerji seviyesi diyagramı. Temel durum Bc = 117 G için, 2S1/2 durumu için Bc = 14.6 G. W enerjisi, DW = h327.4 MHz (= 1.4 10-6 eV) birimlerinde ölçülür.
28 Nükleer spin I = 1 (F = 1/2 ve F = 3/2) olan döteryum için kritik alan Bc = 117 G'dir. Aşırı ince döteryum seviyelerinin enerjisinin dış manyetik alanın gücüne bağımlılığı, Şek. dört.
Bir protonun spin I = 1/2 (mI = ±1/2) ile polarizasyonu, vektör polarizasyonu olarak tanımlanır N m I = +1/2 - N mI = -1 / Pz (I = 1/2) = , (40 ) N m I = +1 / 2 + N m I = -1 / burada, N mI = +1/ 2 ve N mI = -1 / 2, spini paralel ve antiparalel olan atom sayısı uygulanan dış alana.
Vektör polarizasyonuna ek olarak nükleer spin I = 1 (mI = –1, 0, +1) olan döteronun polarizasyonunu açıklamak için N m I = +1 - N m I = - Pz (I = 1) = (41) N m I = +1 + N m I = 0 + N m I = -1, tensör polarizasyonu da kullanılır, 1 - 3 N mI = Pzz (I = 1) = (42 ) N m I = +1 + N m I \u003d 0 + N m I \u003d -1.
Şek. Şekil 5, dış manyetik alanın bir fonksiyonu olarak hidrojen ve döteryumun aşırı ince seviyelerinin vektör (I = 1/2 ve I = 1) ve tensör (I = 1) polarizasyonlarının bağımlılıklarını göstermektedir. Hidrojen için 1, 3 ve döteryum için 1, 4 durumları saftır ve dış manyetik alanın büyüklüğünden bağımsız olarak tamamen polarizedir.
Hidrojen durumları 2 ve 4'teki güçlü bir manyetik alanda, proton ve elektron zıt yönlerde polarize olur. Alan azaldıkça, proton ve elektronun manyetik momentleri birbirine göre ilerlemeye başlar, bunun sonucunda Şekil 2'de gösterildiği gibi proton polarizasyonu azalır. 5. Harici bir alanın yokluğunda, proton ve elektron polarizasyonları zamanla (Larmor frekansıyla) sinüzoidal olarak değişir ve ortalama olarak sıfır polarizasyon oluşturur. Benzer akıl yürütme 2, 3, 5 ve 6 döteryum durumları için de yapılabilir.
29 Hidrojen Vektör polarizasyonu Pz 0. -0. - 0.01 0.1 c = B/Mc 5. Dış manyetik alanın bir fonksiyonu olarak hidrojen atomunun aşırı ince parçalanma seviyelerinin nükleer polarizasyonu.
Döteryum Vektör polarizasyonu Tensör polarizasyonu Pz Pzz 1 + 1 0. 0. 2 0 -0. otuz. -bir. -1 - 0.01 0.1 1 10 0.01 0.1 1 c = B/Bc c = B/Bc 6. Dış manyetik alanın bir fonksiyonu olarak döteryum atomunun aşırı ince bölünme seviyelerinin nükleer polarizasyonu.
Ayırma mıknatısının güçlü alanında, mj = +1/2 olan atomlar sıfır nükleer polarizasyona sahiptir. Eşit olarak doldurulmuş hidrojen seviyeleri için 1, 2, yani.
N mI \u003d + 1 / 2 \u003d N mI \u003d -1 / 2 ve döteryum 1, 2 ve 3, yani. N mI = +1 = N mI = 0 = N mI = -1, şek. Şekil 6'dan c1'de Pz = 0 ve Pzz = 0 olduğu görülebilir. c1 bölgesine adyabatik geçiş sırasında, hidrojen için Pz = +1/2, döteryum için Pz = +1/3 ve Pzz. = –1/3.
Bu nedenle, bir atomik ışının polarizasyonunu oluşturmak için, döteryumun tensör polarizasyonu durumunda, aşırı ince hallerde bir veya birkaç atomun seçilmesi gerekir.
30 Şu anda, polarize kirişler oluşturmak için tesisler, hem yüklü parçacık hızlandırıcıları için polarize proton ve döteron kaynakları hem de polarize gaz hedefleri olarak çeşitli fiziksel deneylerde yaygın olarak kullanılmaktadır. Bugün bu tür kurulumların en yaygın türleri şunlardır:
Lamb shift (LSS6) kullanan kaynaklar;
optik pompalamalı kaynaklar (OPPIS7);
· polarize atomik ışın kaynakları (PABS8).
2.2 Lamb shift (LSS) kullanan kaynaklar Daha önce belirtildiği gibi, bir ışında polarizasyon oluşturmak için “gerekli” aşırı ince durumları seçmek gerekir. Bu, hem kiriş bileşenlerinin (Stern-Gerlach tipi kaynaklar) uzamsal olarak ayrılmasıyla hem de 2S1/2-metastabil durumun kısa ömürlü 2P1/2-durumuna boşaltılması tekniği kullanılarak elde edilir.
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) Harici manyetik alan, G 535 Şekil 7. Hidrojen atomunun 2S1 / 2 ve 2P1 / 2 durumları için aşırı ince bölünmenin enerji seviyelerinin diyagramı.
Lamb-Shift Kaynağı Optik Olarak Pompalanan Polarize İyon Kaynağı Polarize Atomik Işın Kaynağı - 31 Şekil 7, hidrojen atomunun 2S1 / 2 ve 2P1 / 2 durumları için aşırı ince bölünmenin enerji seviyesi diyagramını göstermektedir. Harici bir manyetik alanın yokluğunda, bu seviyeler arasındaki enerji farkı (Kuzu kayması) 1058 MHz'dir. 2S1 / 2 seviyesinin temel özelliği, ömrü t 2 S1 / 2 » 0.1 s olan yarı kararlı bir seviye olmasıdır. Seviye 2P1 / 2 ise kısa ömürlüdür ve ömrü t 2 P1 / 2 ~ 10 -9 s'dir.
a Çalışmada kabul edilen gösterimi takiben, 2S durumlarının bileşenleri aracılığıyla sırasıyla mj = +1/2, b'den b'ye kadar, bileşenleri mj = –1/2 ile gösteririz. 2P durumunun karşılık gelen bileşenleri e ve f ile gösterilecektir. Olarak Şekil l'de görülebilir. 7, manyetik alan 535 ve 605 G'ye ulaştığında, b durumları, Stark etkisinden dolayı harici bir elektrik alanın varlığında e durumları ile karışır. Bu işlem genellikle 2S1 / 2 yarı kararlı durumunun deşarjı olarak adlandırılır.Bu nedenle, kirişte sadece mj = +1/2 ve mI = ±1/2 olan a durumları kalır.
a+ ve e+ ve a– ve e– seviyelerinin enerjileri arasındaki fark, burada “+” ve “–” işaretleri proton dönüşünün izdüşümünün (mI) işaretini belirtir, manyetik bir durumda ~1600 MHz'dir. sırasıyla 535 ve 605 G alanı. Böylece, manyetik ve elektrik alanlara ek olarak, ~1600 MHz frekanslı bir yüksek frekanslı alan uygulayarak ve bir veya başka bir manyetik alan değeri ayarlayarak, a+ veya a– seviyesini boşaltmak mümkündür. Şunlar.
pozitif veya negatif vektör ışını polarizasyonu oluşturun.
1 2 Alkali metal buhar odası Oluşum için proton kaynağı (2S1/2)'de yarı kararlı atomların spin filtresi (iyonlaştırıcı) 8. Kuzu kaymasında polarize bir kaynağın ana unsurları.
Şek. Şekil 8, Lamb kaymasında polarize bir kaynağın ana unsurlarını göstermektedir. Yarı kararlı atomlar oluşturmak için, bir iyonlaştırıcıdan (1) bir proton ışını, alkali metal buharları (2) ile dolu bir odadan geçirilir, burada yük değişim etkileşiminin bir sonucu olarak, 2S1 / yarı kararlı durumda atomlar oluşur. Daha sonra, yarı kararlı atomların demeti, b-durumlarının boşaltıldığı ve iki a - 32 durumundan birinin seçildiği spin filtresine (3) girer. Böylece, kaynağın çıkışında, bir veya daha fazla vektör polarizasyonuna sahip bir ışın elde edilir.
Lamb kaymasını kullanan kaynaklar, ağırlıklı olarak yüklü parçacık hızlandırıcıları için polarize proton kaynakları olarak kullanılır.
Bununla birlikte, bu tür kaynakların çalışma prensibi, polarizasyon ölçümleri alanında geniş uygulama alanı bulmuştur. Bu tür cihazlara, Lamb kaymasını kullanan polarimetreler denir ve birkaç yüz elektron voltluk bir enerji ile nötr atomların ve iyonların ışınlarının polarizasyonunu yaklaşık %1 doğrulukla ölçmeyi mümkün kılar. Özellikle 'de açıklanan kurulum, ANKE ABS'nin hidrojen ve döteryum ışınlarının polarizasyonunun ölçümleri sırasında kullanıldı.
Lamb kaymasını kullanan kaynakların avantajları arasında nispeten basit bir tasarım, güvenilirlik ve düşük maliyet yer alır. Ayrıca oldukça yüksek (%7080) polarizasyon derecesine sahip proton ve döteron ışınlarının elde edilmesini mümkün kılarlar. Bununla birlikte, bu tür kaynakların ana dezavantajı, nadiren 0,5 mA'yı aşan düşük yoğunluktur. Böyle bir hedefin etkin yoğunluğu ~105 atom/cm2 olduğundan, LSS'lerin polarize hedefler olarak kullanımını sınırlayan şey, düşük ışın yoğunluğudur.
2.3 Optik pompalı kaynaklar (OPPIS) Optik pompalı kaynaklar aşağıdaki gibi çalışır.
ECR9 iyonlaştırıcıdan (1, Şekil 9) gelen proton ışını birkaç kiloelektronvoltluk bir enerjiye hızlandırılır ve alkali metal buharlarıyla (2) dolu nötrleştirici odasına girer. Dairesel polarize lazer radyasyonunun kullanımı, alkali metal atomlarında elektron dönüşü boyunca polarizasyon oluşturmayı mümkün kılar (optik pompalama). Ayrıca, yük değişim reaksiyonunun bir sonucu olarak, ışın protonları alkali metal atomlarının polarize elektronlarını yakalar ve yarı kararlı 2S1/2 durumunda nötr atomlar oluşturur.
Yarı kararlı atomların elektronik polarizasyonunu korumak için, oda (2) güçlü bir uzunlamasına manyetik alana yerleştirilir. Böylece, nötrleştiricinin çıkışında elektron dönüşü boyunca polarize olan bir nötr atom demeti oluşur.
Elektron Siklotron Rezonansı - 33 Alkali metal buharlarının optik pompalanması için lazer Polarizasyon transferi Polarize Proton kaynağının elektrondan protona yakalanması Sohn metal etkisi vasıtasıyla Alkali atom elektron iyonlaştırıcısı (ECR iyonlaştırıcı) 1 2 3 Şekil. 9. Optik olarak pompalanan bir kaynağın çalışma prensibi.
Nükleer polarizasyonun yaratılması, elektron polarizasyonunun bir protona veya Son etkisi olarak adlandırılan transferine dayanır. Özü aşağıdaki gibidir.
Yarı kararlı atomların demeti elektron dönüşü boyunca polarize olduğundan, demet sadece 1 ve 2 durumlarında, antiparalel nükleer dönüşe sahip atomları içerir. Dış manyetik alanda adyabatik bir azalma ile, 1 ve 2 durumları, nükleer spinleri paralel olan 1' ve 2' durumlarına geçer (bkz. Şekil 10). Böylece, odanın çıkışında (3, Şekil 9) yarı kararlı atomların ışını nükleer polarizasyon elde eder.
Daha sonra, polarize yarı kararlı atomların ışını iyonlaştırıcıya (4) veya alkali metal buharları içeren ikinci odaya girer, burada yük değişimi etkileşiminin bir sonucu olarak H iyonları oluşur. Bu durumda bir nötr yarı kararlı atom demetinin sahip olduğu nükleer polarizasyon korunur.
E 3' 2' 1' 4' B negatif B pozitif 10. Dış manyetik alanın bir fonksiyonu olarak 2S1 / 2 durumunda hidrojen atomunun aşırı ince bölünmesinin enerji seviyeleri.
Bu nedenle, OPPIS'in çıkışında, birkaç kiloelektronvolt enerjili bir polarize proton veya H - - iyonları ışını vardır.
34 Optik olarak pompalanan kaynaklar, ana uygulamalarını çeşitli hızlandırıcılar için polarize proton kaynakları olarak bulmuşlardır. Bugün tipik OPPIS parametreleri şunlardır: ışın akımı ~1 mA (DC kaynakları için) ve polarizasyon ~%75. Bununla birlikte, ışının oldukça yüksek yoğunluğuna ve polarizasyonuna rağmen, bu tip kaynaklar nadiren polarize hedefler olarak kullanılır, çünkü oluşturdukları ışın oldukça yüksek bir hıza (~105 m/s) sahiptir, bu da etkin hedef yoğunluğun 109 atom/cm2'ye düşmesine neden olur.
2.4 Polarize Atomik Işın Kaynakları (PABS) Polarize atomlardan bir kaynak oluşturma fikri Norman F. Ramsey tarafından . Özü, düzgün olmayan bir manyetik alanda aşırı ince ışın bileşenlerinin uzamsal olarak ayrılmasında ve ardından aşırı ince bölme seviyeleri arasındaki geçişlerin uyarılmasında yatmaktadır.
vakum pompaları vakum pompaları H2, D2 4 5 6 hızlandırıcı ışın vakum pompaları vakum pompaları Pic. 11: Polarize atomik hidrojen/döteryum kaynağının blok diyagramı. 1 gaz akış regülatörü;
2 - radyo frekansı ayırıcı;
3 - gaz jeti oluşum sistemi (nozül, skimmer, kolimatör);
4 - spin ayırıcı mıknatısların ilk grubu;
5 - aşırı ince geçiş bloklarının ilk grubu;
6 - spin ayırıcı mıknatısların ikinci grubu;
7 - aşırı ince geçiş bloklarının ikinci grubu;
8 depolama hücresi (hedef).
PABS'nin ana unsurları şunlardır (bkz. Şekil 11):
· moleküler hidrojen (H2) veya döteryum (D2) akışını sağlamak ve kontrol etmek için bir cihaz;
H2 veya D2 moleküllerinin nötr atomlara ayrıştığı ayrıştırıcı;
· gaz jeti oluşum sistemi (nozül, skimmer, kolimatör);
· Polarizasyon oluşturmak için bir sistem (dönen mıknatıslar ve aşırı ince geçiş blokları).
35 Bir RF ayrıştırıcı genellikle bir hidrojen veya döteryum atom ışını oluşturmak için kullanılır. Serbest elektronlar, yüksek frekanslı bir elektromanyetik alanda hızlandırılır ve hidrojen moleküllerinin titreşim seviyelerini uyarır. Bu süreç aşağıdaki gibi temsil edilebilir:
H 2 + e - + DE ® H 2 + e - ® H + H + e -, * burada DE = 8.8 eV, bir hidrojen ve döteryum molekülünün titreşim seviyelerinin uyarılma enerjisidir.
Moleküler hidrojenin (döteryum) akışı genellikle 0,5 ila 2 mbar l/s arasında değişir. Üst sınır, daha yüksek akılarda ayrışma derecesindeki bir azalmadan kaynaklanmaktadır. Bu nedenle, hem ayrışma derecesinin hem de gaz akışının maksimum olduğu optimum çalışma koşullarının bulunması gerekir.
Atomlara ayrışan ışın, gaz jeti oluşum sisteminden, yani bir meme, bir sıyırıcı ve bir kolimatörden geçer. Nozul sıcaklığı 80 K civarında stabilize olur, bu da spin-ayıran mıknatısların maksimum verimi için gerekli olan ışın atomik bileşeninin hız dağılımını elde etmeyi mümkün kılar.
Işın oluşturulduktan sonra, atomik bileşenin elektron dönüşünün oryantasyonu ile ayrıldığı, spin ayırıcı altılı mıknatıslar sistemine girer. Böylece, elektron spin projeksiyonları mj = +1/2 ve mj = –1/2 olan durumlar, güçlü homojen olmayan bir manyetik alanda uzamsal olarak ayrılır. Sonuç olarak mj = –1/2 olan atomik bileşen demeti terk eder ve vakum odasından dışarı pompalamayı sağlayan pompalar tarafından uzaklaştırılır.
Belirli bir vektör veya tensör polarizasyonu oluşturmak için, yani. Belirli bir aşırı ince bölme seviyesi popülasyonu yaratarak, radyo frekansı alanlarındaki geçişlerin uyarılması tekniği kullanılır.
Bu tekniğin özü aşağıdaki gibidir. Bir atomik ışının manyetik alan B bölgesinden ve belirli bir B için aşırı ince bölme seviyeleri arasındaki enerji farkına karşılık gelen bir frekansa sahip radyo frekans alanından geçişi ile, verilen seviyeler arasındaki geçişler uyarılır. Aşırı ince bölme seviyeleri arasındaki geçişler çift yönlü olduğundan, ışın depolarizasyonuna yol açan ters geçiş olasılığını dışlamak gerekir. Bu amaca, gradyanlı bir manyetik alanda geçişleri indükleyerek ulaşılır. Bu durumda, böyle bir alanda hareket eden bir atom için, geçiş koşulları, frekansın alanın büyüklüğüne karşılık geldiği sınırlı bir uzay bölgesinde oluşur. Atom bu bölgede hareket ettiğinde fotonla etkileşimin tek olması önemlidir. Bu, foton yoğunluğunu belirleyen HF alan genliği seçilerek elde edilir.Polarize atomik ışınların kaynakları, hem hızlandırıcılara polarize protonların ve döteronların enjeksiyonu için hem de dahili bir gaz hedefi olarak yaygın olarak kullanılmaktadır. PABS'nin günümüzdeki tipik parametreleri şunlardır: ışın yoğunluğu ~5·1016 atom/s ve polarizasyon %8595. PABS'yi bir jet hedefi olarak kullanırken, böyle bir hedefin etkin yoğunluğu ~5·1011 atom/cm2 olacaktır. Depolama hücresine bir polarize atom demetinin enjeksiyonu durumunda, bu, hedef yoğunluğu basit bir gaz jetine kıyasla bir veya iki büyüklük sırası kadar arttırmayı mümkün kılar.
Bu nedenle, nükleer fizik deneyleri için polarize bir gaz hedefi oluştururken, polarize bir atomik ışın kaynağı, hedefin hem yüksek yoğunluğunu hem de yüksek polarizasyonunu sağladığından, yukarıda ele alınanlar arasında en uygun seçimdir.
37 Bölüm 3
ANKE spektrometresinin dahili gaz hedefi için polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağı 3.1 Tasarımın kısa açıklaması Şek. Şekil 12, saptırıcı mıknatıs D1 ile ANKE spektrometresinin D merkezi mıknatısı arasındaki COSY depolama halkası üzerindeki ANKE ABS'nin konumunu gösterir ve ayrıca çeşitli hedef türlerini (birikim hücresi, katı hal, küme ve pelet hedefleri). Depolama halkası tünelindeki alan sınırlı olduğu için kaynak dikey olarak kurulacaktır. Bu kurulum şeması aynı zamanda polarize ANKE merkezi mıknatısın (D2) atomik hidrojen ve döteryumun Kaynağıdır ANKE ABS Saptırıcı mıknatıs (D1) Hedef odası Şek. 12. ANKE ABS ve COSY saklama halkasına çeşitli tipte hedefleri monte etmek için özel bir vakum odası. Polarize atomik hidrojen ve döteryum kaynağı, saptırıcı mıknatıs D1 ile spektrometre D2'nin merkezi mıknatısı arasında bulunur. COSY ışın yönü soldan sağa.
38, kaynağın spektrometrenin açısal yakalanmasını belirleyen ana faktörlerden biri olan spektrometrenin merkezi mıknatısına en yakın yerleştirilmesini mümkün kılacaktır.
ABS'nin ayrıntılı bir çizimi, Şek. 13. Oluşturulan tasarım, IUCF ve HERMES / DESY'de benzer kaynakları oluşturma ve çalıştırma deneyimini dikkate alır, ancak bunlara göre bir takım avantajları vardır.
Üst ve alt vakum odaları arasındaki ara flanş (7), D1 ve D2 mıknatıslarının boyunduruklarını bağlayan yatak köprüsüne takılır (bkz. Şekil 12). Bu sabitleme, merkezi mıknatıs D2 kaydırıldığında ABS'nin ve depolama hücresinin vakum odasının bir bütün olarak hareketini sağlar ve ayrıca kaynağın ve bir bütün olarak taşıyıcı köprünün hızlı bir şekilde sökülmesine izin verir.
Bir hidrojen veya döteryum atomik ışını oluşturmak için bir radyo frekansı ayrıştırıcısı kullanılır (1, Şekil 13). RF gücü, paralel LC devresine 13.56 MHz'lik bir jeneratörden sağlanır. Boşaltma borusunun soğutulması, daha büyük çaplı iki dış koaksiyel boru arasında bir alkol-su karışımının akışıyla sağlanır. Nozul sıcaklığını 40100 K aralığında stabilize etmek için memeye esnek bir bakır termal köprü (3) ile bağlanan bir kriyojeneratör (2) kullanılmıştır. Üst vakum odası, iki hareketli alüminyum bölme (4) ile diferansiyel pompalamanın (I, II, III) üç aşamasına bölünmüştür. Gaz jetini oluşturmaya yarayan sıyırıcı, bölmeler I ve II'yi ayıran bölmeye sabitlenmiştir. Üst flanşın tasarımı, nozul ekseninin skimmer eksenine göre her yöne hareket etmesine izin verir. Ayırıcı flanş ile vakum odasının üst flanşı arasında esnek bir vakum bağlantısının kullanılması, vakumu bozmadan meme ve sıyırıcı arasındaki mesafeyi değiştirmeyi mümkün kılar. Son olarak gaz jetini oluşturan bölme ayırma bölmeleri II ve III üzerine bir kolimatör yerleştirilmiştir.
Spin ayırıcı altılı mıknatısların (5) birinci grubu, klasik Stern-Gerlach deneyinde olduğu gibi, elektron dönüşü boyunca ışının uzaysal ayrılmasını sağlar. Bu durumda, mj = +1/2 olan bileşen sekstupolün güçlü homojen olmayan manyetik alanına odaklanır ve aşırı ince geçiş bloğuna (6) girerken, mj = –1/2 olan bileşen odaktan çıkar ve pompalar tarafından uzaklaştırılır. vakum odasından dışarı pompalanmasını sağlar. Mıknatıslar (5) gibi ultra ince geçişler bloğu (6), kaynağın tüm geometrisini belirleyen ABS merkezi flanş (7) üzerine rijit bir şekilde sabitlenmiştir.
39 I II III IV p Şekil. 13. ANKE ABS çizimi. Açıklamalar metin içinde verilmiştir.
40 Oda IV, döteryum ışınının tensör polarizasyonunu oluşturmaktan sorumlu olan ikinci grup spin ayırıcı altılı mıknatısları (8) ve ek aşırı ince geçiş bloklarını (9) barındırır.
Son olarak, en altta, COSY depolama halkasında kullanılması planlanan bir prototip depolama hücresi (10) gösterilmektedir.
Şek. 14, ANKE ABS'nin bir fotoğrafı ve IKP10 laboratuvarındaki bir Lamb shift polarimetredir.
Pirinç. 14. ANKE ABS'nin laboratuvardaki fotoğrafı. Üst vakum odasının yüksekliği 80 cm'dir.
Institut fr Kernphysik, Forschungszentrum Jlich, D-52428 Jlich, Almanya - 41 Özetle, hızlandırıcıdaki deney koşulları altında kaynağın kullanımıyla belirlenen tasarımın özelliklerinin (bakım için sınırlı erişim, deneysel ekipman için hacimlerde ciddi sınırlamalar, vb.) şunlardan oluşur:
· kaynağın COSYY depolama halka tünelinin sınırlı alanına kurulmasına izin veren ve aynı zamanda ANKE spektrometresinin dedektör sistemi için gerekli alanı sağlayan kompaktlık.
· Kaynağın polarize olmayan hedeflerden biri (katı hal, küme, pelet hedefi) ile değiştirilirken hızlanma süresi kaybını önemli ölçüde azaltmayı mümkün kılan, depolama halkasına hızlı montaj ve demontaj için kaynağın hareketliliğinde ) ANKE spektrometresinde diğer fiziksel deneylerde kullanılır.
3.2 Vakum sistemi Bir atomik ışının yoğunluğunu ve dolayısıyla hedef yoğunluğu belirleyen ana faktörlerden biri, kaynağın birinci ve ikinci odalarındaki saçılan atomların ve moleküllerin pompalama hızıdır (I, II, bkz. Şek. 13). Artık gazın ışın parçacıkları ile etkileşimi, yönlendirilmiş atom akışını bozar ve nihayetinde hedef yoğunluğunda bir azalmaya yol açar. Atom demeti kaynaklarında kalan gaz üzerinde demetin saçılması ve zayıflamasının etkilerini en aza indirmek için, birinci ve ikinci haznelerde 10-410-5 mbar seviyesinde vakum sağlayan güçlü bir diferansiyel pompalama sistemi kullanılır. .
3.2.1 Vakum odasının yapısı ABS vakum odası, 40050050 mm3 boyutlarında, merkezi yatak flanşının (7, Şekil 13) üstüne ve altına sabitlenmiş iki silindirik vakum odasından oluşur. Paslanmaz çelikten yapılmış üst ve alt vakum odalarının et kalınlıkları sırasıyla 8 ve 2,5 mm'dir. Diferansiyel pompalamayı sağlamak için, 390 mm iç çapa sahip üst vakum odası, iki bölme ile üç parçaya bölünmüştür. Diğer kaynaklardan farklı olarak, bölme perdeleri hareketli yapılır, bu da gaz jeti oluşum sistemini optimize etme prosedürünü büyük ölçüde basitleştirir.
Bölmelerin karmaşık şekli, meme, sıyırıcı ve kolimatör yakınındaki vakum koşullarını iyileştirme ve birinci ve ikinci vakum odalarını dışarı pompalayan turbomoleküler pompalar için maksimum açık alan sağlama arzusundan kaynaklanır. I ve II bölmelerini ayıran üst bölme, bölme II'deki özel bir flanş aracılığıyla gözlem ve meme değişimi için bir teşhis cam penceresine sahiptir. 389 mm çapında ve 200 mm yüksekliğindeki her iki bölme de hassas döküm ile alüminyumdan yapılmıştır. Alüminyum dökümün gözenekli bir yüzeye sahip olmasına rağmen, çalışma sırasında üst vakum bölmesindeki vakumun bozulmasıyla ilgili herhangi bir sorun yaşanmadı. Bölmeler, vakum odasının iç yüzeyi ile bölme yüzeyi arasındaki 0,5 mm'den az olan boşluğun iletkenliği ihmal edilebilecek şekilde işlenir. Bu, ek sıkıştırmadan kaçınmayı mümkün kıldı ve üst vakum odasının tasarımını önemli ölçüde basitleştirdi.
Pirinç. 15. Üst hareketli bölme.
Bölme üzerine sabitlenen ve vakum odasının iç yüzeyi boyunca kayan bilye kılavuzları, bölmelerin ışın ekseni boyunca hareket ettirilmesini kolaylaştırır. Kolimatörün sabitlendiği alt bölmenin konumu, merkezi yatak flanşına sabitlenmiş iki mikrometrik vakum girişi yardımıyla vakumu bozmadan değiştirilebilir.
Bu nedenle, karmaşık şekilli hareketli bölümlerin kullanılmasının aşağıdakileri mümkün kıldığı belirtilmelidir:
· İlk kez, doğrusal boyutlarını önemli ölçüde azaltan ve conta sayısını en aza indiren kaynağın üç aşamasını tek bir vakum odasında birleştirmek mümkün oldu;
· Gaz kaynağından vakum pompasına olan mesafeyi ve haznelerin "pasif" yüzeyinin "dışarı pompalamaya" oranını azaltmak, bu da pompalama koşullarında önemli bir iyileşmeye yol açtı;
Bir döteron, bir proton ve bir nötrondan oluşan bir çekirdektir. Bu en basit nükleer sistemin özelliklerini (döteron bağlanma enerjisi, spin, manyetik ve kuadrupol momentleri) inceleyerek, nükleon-nükleon etkileşiminin özelliklerini tanımlayan bir potansiyel seçilebilir.
Döteron dalga fonksiyonu ψ(r) şu şekildedir:
tüm r aralığı için iyi bir yaklaşımdır. 
Döteronun spini ve paritesi 1 + olduğundan, nükleonlar s durumunda olabilir (L = 0 + 0) ve spinleri paralel olmalıdır. Döteronda spin 0 ile bağlı bir durumun olmaması, nükleer kuvvetlerin spine bağlı olduğunu söyler.
Döteronun S durumundaki manyetik momenti (bkz. Çekirdeğin manyetik momenti) μ(S) = 0.8796μ N , deneysel değere yakındır. Fark, döteron dalga fonksiyonunda D durumunun (L = 1 + 1) küçük bir karışımı ile açıklanabilir. D durumundaki manyetik moment
μ(D) = 0.1204μ N . D-durumu safsızlığı 0.03'tür.
D-durumunun bir karışımının ve döteronda dört kutuplu bir momentin varlığı, nükleer kuvvetlerin merkezi olmayan karakterine tanıklık eder. Bu tür kuvvetlere tensör kuvvetleri denir. Bir döteron nükleonundan diğerine yönlendirilen birim vektörün yönündeki s 1 ve s 2 spin projeksiyonlarının büyüklüğüne bağlıdırlar. Döteronun (uzamış elipsoid) pozitif dört kutuplu momenti, nükleonların çekimine, düzleştirilmiş elipsoid ise itmeye karşılık gelir.
Spin-yörünge etkileşimi, polarize olmayan ve polarize hedefler üzerinde sıfır olmayan spinli parçacıkların saçılması ve polarize parçacıkların saçılması özelliklerinde kendini gösterir. Nükleer etkileşimlerin, nükleonun yörünge ve dönüş momentlerinin birbirine göre nasıl yönlendirildiğine bağlılığı aşağıdaki deneyde bulunabilir. Polarize olmayan proton demeti (aynı olasılıkla dönüşler geleneksel olarak "yukarı" (Şekil 3'teki mavi daireler) ve "aşağı" (kırmızı daireler) yönlendirilir) 4 He hedefine düşer. Spin 4 He J = 0. Nükleer kuvvetler, yörünge momentumu ve spin vektörlerinin nispi yönelimine bağlı olduğundan, saçılma sırasında protonlar polarize olur, yani. spini "yukarı" olan protonlar (mavi daireler), bunun için ls'nin sola dağılma olasılığı daha yüksektir ve "aşağı" dönüşü olan protonların (kırmızı daireler), bunun için ls'nin sağa dağılma olasılığı daha yüksektir. Sağa ve sola saçılan protonların sayısı aynıdır, ancak ilk hedefte saçılma üzerine ışın polarizasyonu meydana gelir - ışında belirli bir dönüş yönüne sahip parçacıkların baskınlığı. Ayrıca, "aşağı" spinli protonların baskın olduğu sağ ışın, ikinci hedefe (4 He) düşer. Tıpkı ilk saçılmada olduğu gibi, "yukarı" spinli protonlar çoğunlukla sola, "aşağı" spinli protonlar ise çoğunlukla sağa saçılır. Ama o zamandan beri ikincil ışında, spin "aşağı" olan protonlar baskındır; ikinci hedef üzerine saçılma üzerine, ikinci hedefe gelen ışının yönüne göre saçılan protonların açısal asimetrisi gözlemlenecektir. Sol dedektör tarafından kaydedilen proton sayısı, sağ dedektör tarafından kaydedilen proton sayısından daha az olacaktır.
Nükleon-nükleon etkileşiminin değişim doğası, yüksek enerjili nötronların (birkaç yüz MeV) protonlar tarafından saçılmasında kendini gösterir. Nötron saçılımı için diferansiyel kesit, bir proton ve bir nötron arasındaki yük değişimi ile açıklanan, cm cinsinden bir maksimum geri saçılıma sahiptir.
Nükleer kuvvetlerin özellikleri
- Kısa menzilli nükleer kuvvetler (bir ~ 1 fm).
- Nükleer potansiyelin büyük değeri V ~ 50 MeV.
- Nükleer kuvvetlerin etkileşen parçacıkların dönüşlerine bağımlılığı.
- Nükleonların etkileşiminin tensör karakteri.
- Nükleer kuvvetler, nükleonun dönüş ve yörünge momentlerinin (spin-yörünge kuvvetleri) karşılıklı yönelimine bağlıdır.
- Nükleer etkileşim doyma özelliğine sahiptir.
- Nükleer kuvvetlerin bağımsızlığını şarj edin.
- Nükleer etkileşimin değişim karakteri.
- Büyük mesafelerde (r > 1 fm) nükleonlar arasındaki çekim, kısa mesafelerde (r) itme ile değiştirilir.< 0.5 Фм).
Nükleon-nükleon potansiyeli şu şekildedir (değişim terimleri olmadan)