- [Page 1] -

Ruská akadémia vied

Petrohradský inštitút jadrovej fyziky

ich. B.p. Konstantinova

Pre práva rukopisu

Mikirtikian Maxim Sergeevich

UDC 539.128, 539,188

Vývoj a štúdium zdroja atómového vodíka a deutéria s jadrovou polarizáciou pre experimenty na vnútorných nosníkoch urýchľovačov 01.04.01 - Nástroje a metódy experimentálnej fyzikázy pre stupeň kandidáta fyzikálno-matematických vedy

Vedecké lídri:

kandidát na fyzikálno-matematické vedy v.p. Coptev kandidát na fyzické a matematické vedy a.a. Vasilyev Gatchina Content Úvod ................................................ .................................................... ..........................- deväť Kapitola 1.

Metódy získavania atómových lúčov ............................................... , ........................- 13 1.1 Úvod ......................... , ................................................... , ...................................- 13 1.2 Disocičný mechanizmus v plynnom výbore ........ , ................................................. 14 1.3 Teoretické zváženie tvarovacieho plynového prúdu ...........................- 17 1.3.1 Molekulárny režim (Expiruing) .......... .. ................................................- 17 1.3. 2 formácie lúč s dlhým kanálom ............................................. ................ - 18 1.3.3 Hydrodynamický prietok. Supersonic Jet ....................- 20 1.3.4 Odhad intenzity zdroja ...................... .. .....................................- 24. Kapitola 2.

Metódy vytvárania polarizácie v atómových lúčoch ............................................. ,, - 27 2.1 Úvod ................................................ ... ................................................. ... ..............- 27 2.2 Zdroje, ktoré používajú Lamb Shift (LSS) .......................... ... ............- 31 2.3 Zdroje s optickým čerpadlom (OPPIS) ............................. ... ........................- 33 2.4 Zdroje polarizovaných atómových nosníkov (Pabs) .............. ................- 35 Kapitola 3.

Zdroj polarizovaného atómového vodíka a deutéria pre vnútorný cieľ plynu z Anke spektrometra ................................... ..... ..................................- 38 3.1 Stručný opis Návrhy ................................................... ................ ........................- 38 3.2 Vákuový systém ......... ................ .................................... .............. ....................- 42 3.2.1 Návrh vákuovej komory ........ ...........

42 3.2.2 Diferenciálny čerpací systém ............................................. .........- 44 3.3 Disociátor ....................................... .. .................................................. .. ................- 47 3.3.1 Mechanický dizajn ............................. .. .........................................- 48 3.3.2 Rádiofrekvenčný systém. ... ................................................. ... ..................... 51 3.3.3 Systémová chladiaca tryska ...................... ... .............................................- 52 3.4 Systém tvorby plynového prúdu .............................................. ...... ..............- 54 3.4.1 Design .......................... ................................................ ...... .........- 54 3.5 Magnetický systém odstreďovania ........................... ...........................- 56 3.5.1 Základné princípy .............. ................................................ ...... .........- 56 3.5.2 SEKTUZOVANÉ MAGNY Anke ABS ....................- 57 3.6 Dodatkové bloky ........................... , ................................................... - 59 3.6.1 Princípy prevádzky ............................................ .. ........................................- 60 -2 3.6.2 Bloky ultra-tenkého Prechody ANKE ABS .. ...........................................- 62. Kapitola 4.

Optimalizácia zdrojových charakteristík ............................................... ........................- 66 4.1 Intenzita atómového lúča ................. ......... ....................................... - 66 4.1.1 Meracie prístroje a metódy ........................................... ......... ..........- 66 4.1.2 Absolútna kalibračná metóda ........................ ............ ...........................- 69 4.1.3 Zariadenie na meranie intenzity atómový lúč .......... ...- 74 4.1.4 Získané výsledky ............................. ...............................................- 78 4.1. 5 Závery ................................................. ..................................................... ..- 81 4.2 priestorové rozloženie hustoty lúča .... ................................. ..- 82 4.2.1 Nástroje a meracie techniky ...... ................................. ................... ....- 82 4.2.2 Nastavovacia tryska ...................... ..................................................... ...... ........- 86 4.2.3 Získané výsledky .................................. , ........................................- 88 4.2.4 Závery ..... , ................................................... , ..............................................- 89 4.3 TIEŽ disociácie atómového lúča ............................................... .........- 90 4.3.1 Zariadenia a meracie techniky .............................. ... ............................- 90 4.3.2 Stupeň disociácie voľného atómového prúdu ...... ........ ................- 92 4.3.3 Priestorové rozdelenie stupňa disociácie v polarizovanom lúči .......... .............. ...................................... .............. .................- 95 4.3.4 Závery ............... .............. ...................................... .............. .........................- 97 4.4 Polarizácia ........... .............. ...................................... .............. ..............................- 98 4.4.1 Nástroje a meracie techniky. .............. ..................... ..........................- 98 4.4.2 Získané výsledky ................ , ................................................... , .... - 100 4.4.3 Závery ......................................... , ................................................... , ........ - 102. Kapitola 5.

Vyhliadky na použitie ................................................... , ....................................... - 104 5.1 Inkjetové ciele ......... , ................................................... , ................................ - 104 5.2 Polarizované ciele plynu. Akumulačné bunky ............................ - 106 Záver ..................... .................................................... .............................................. - 110 literatúry ... .................................................... .................................................... .......... - 115 -3 Zoznam ilustrácií I Obr. 1. Oddiely S v neelastických procesoch 16 ako elektrónová energia. - 15 ryže. 2. Schéma rozdelenia dýzy na elementárnych trubiciach ......................................... ... ...- 24 ryže. 3: Schéma energetickej hladiny atómu vodíka v magnetickom poli B. pre hlavný stav BC \u003d 507 g, pre 2S1 / 2, stav BC \u003d 63,4 g. Energia W sa merala v jednotkách DW \u003d H1420.4 MHz (\u003d 5,9 · 10-6 EV) ............................... , ...............................- 28 Obr. 4: Schéma energetickej hladiny atómu deutéria v magnetickom poli B. Pre hlavný stav BC \u003d 117 HS, pre 2S1 / 2, BC \u003d 14,6 GS stavov. Energia W sa merala v jednotkách DW \u003d H327.4 MHz (\u003d 1,4 · 10-6 EV) ............................... , ...............................- 28 Obr. 5. Jadrová polarizácia hladín atómu štiepenia superfínu ako funkcia externého magnetické pole.................................................... .............................- 30 Obr. 6. Jadrová polarizácia hladín atómu štiepenia superfínu deutéria ako funkcie vonkajšieho magnetického poľa .............................. ........ .........................................- 30 Obr. 7. Schéma energetických hladín ultrafilského rozdelenia pre 2S1 / 2 a 2P1 / 2 stavy atómu vodíka ............................ .... ................................................ .... ...- 31 Rice. 8. Hlavné prvky polarizovaného zdroja na posun baránka ......- 32 Obr. 9. Princíp prevádzky zdroja s optickým čerpadlom .......................................- 34 Obr. 10. Hladiny rozdelenia atómy vodíka v 2S1 / 2-state ako funkcia vonkajšieho magnetického poľa .......................... ..... .........................................- 34 Obr. 11: Štrukturálna schéma zdroja polarizovaného atómového vodíka / deutéria.

1 - regulátor prietoku plynu;

4 je prvá skupina magnetov oddeľujúcich odstreďovania;

6 je druhá skupina odstreďovania magnetov;

8 - Kumulatívna bunka (cieľ) ............................................. .............. ..............- 35 Obr. 12. Anke ABS a špeciálna vákuová komora na inštaláciu rôznych typov cieľov na útulných krúžkoch. Zdroj polarizovaného atómového vodíka a deuterium je umiestnený medzi vychyľujúcim magnetom D1 a centrálnym magnetom spektrometra D2. Smer lúča útulný zľava doprava ......................- 38 Obr. 13. Kreslenie Anke ABS. Vysvetlenia sú uvedené v texte .............................................. ..- 40 ryže. 14. Foto ANKE ABS v laboratóriu. Výška hornej vákuovej komory je 80 cm .......................................... ....... ............................................. ....... ..................................- 41 Obr. 15. Horný mobilný oddiel ............................................... .. ..........................- 43 Obr. 16. Schéma vákuového systému zdroja ANKE ABS. Kompletný zoznam vákuových zariadení je uvedený v tabuľke 1 ......................................... ... .....................................- 44 Obr. 17. Rôzne schémy čerpania fotoaparátu I ............................................... .....................- 45 Obr. 18. Rádiofrekvenčný disociator Anke ABS ............................................. , ..........- 47 Obr. 19. Dissociator Anke ABS v kontexte. 1: príruba prívodu plynu, 2: Vstup chladiacej kvapaliny, 3: RF vstup, 4: Posuvné HF Zlúčenina, 5: Induckačná cievka, 6: Kondenzátory, 7: Spodný tesniaci chladiaci okruh, 8:

dýza, 9: Časť dýzy chladiaceho systému (Thermal Bridge Copper) .........................- 49 -4 Obr. 20. Spodný koniec disociácie a systém tvorby plynového prúdu. jeden:

vypúšťacia trubica a trubica chladiaceho systému, 2: spodná tesnenie chladiaceho okruhu, 3: teflónový tepelný tokový limit, 4: posuvná zlúčenina, 5:

systém podpory a chladiaci systém, 6: ohrievač, 7: Termálne most z medi, 8:

upevňovacie trysky, 9: tryska, 10: Okno v hornom vákuovom oddiele, 11: Skimmer, 12: Colmator12, 13: Prvý prideľovací magnet, 14: Nižší vákuový oddiel ................. , ................................................... , ................................................... , - 50 Rice. 21. Konštrukčný diagram rádiového frekvenčného systému ........................................... ... .....- 51 Obr. 22. charakteristická závislosť teploty dýzy z času na stabilizáciu pomocou regulátora PID .............................. ....... ............................................. ....... .......- 53 Obr. 23. Straty v systéme tvorby plynových prúdov ........................................... , ...- 55 Obr. 24. Snímateľný magnet používaný v ABS. Atóm, ktorý letí do magnetu s R \u003d 0 v uhle A0, je znázornené na ľavej strane;

vpravo ukazuje niekoľko pevných línií .....- 56 Obr. 25. Závislosť účinného magnetického momentu atómu z vonkajšieho magnetického poľa pre štyri úrovne štiepenia superfínu ............................ ...... ............... 57 Obr. 26. Časť valcového konštantného výberu magnetu pozostávajúceho z segmentov ...................................... ... ................................................. ... .................................- 58 Obr. 27. Schéma bloku vysokofrekvenčných prechodov ......................................... ................- 60 ryže. 28. Dizajn super-tenkého prechodného bloku Anke ABS ..............................- 62 Obr. 29. Navíjací diagram cievky gradientového poľa (BGRAD) ...................................... .... - 63 Obr. 30. Zjednodušený elektrický obvod na zapnutie blokov WFT a MFT ................- 64 Obr. 31. Fotografie MFT Hyperfine Block (Center) inštalovaný v Anke ABS polarizovaného zdroja. Z vyššie uvedeného je viditeľný jeden z troch odstreďovaní oddeľovacích magnetov prvej skupiny ................................... ....... ..............................- 65 Obr. 32: Zariadenie pre absolútne merania intenzity lúča je kompresná trubica ................................... ................................................ ...... ........- 67 Obr. 33: spev ionizácie elektronickou ranu pre atómové () a molekulárne () vodík .................................... ... ................................................. ... ......................... 71 Obr. 34: Experimentálne údaje tlakových závislostí PSV a PCV včas ...- 74 ryže. 35. Zhromaždenie zariadenia na základe kompresnej rúrky. jeden:

Sprievodca podporou .................................................... ...............................................- 76 Obr. 36. Schéma systému nepolarizovaného systému plynu ......................................... ...... .- 77 Obr. 37. Foto spodnej vákuovej komory ABS so zariadeniami na meranie absolútnej intenzity lúča (nižšie) a stupeň disociácie (vľavo) ................- 78 . 38: Závislosť intenzity atómového lúča od vstupného toku molekulárneho vodíka pri teplote dýzy tnzzzle \u003d 62 K, rádiofrekvenčný výkon disociator WDISSO \u003d 350 W a prídavný prietok kyslíka Q (O2) \u003d 1 · 10-3 mbar · l / s ......................................... ..................................................... ..........- 79 Obr. 39: Závislosť intenzity atómového lúča z rádiového frekvenčného výkonu dodávaného do disociácie pri teplote dýzy tnolene \u003d 62 K, vstupného prúdu molekulárneho vodíka q (H2) \u003d 1,2 mbar · l / s a \u200b\u200bďalšie Prietok kyslíka Q (O2) \u003d 1 · 10-3 mbar · l / s ................................ ..................................................... .................- 80 -5 Obr. 40: Závislosť intenzity atómového lúča od teploty dýzy pre rôzne priemery dýzy (D \u003d 2,0, 2,3, 2,5 mm). Rádiofrekvenčný výkon Dodáva sa do disociácie WDISSO \u003d 350 W, vstupným prúdom molekulárneho vodíka Q (H2) \u003d 1,2 mbar · L / S a ďalší prietok kyslíka Q (O2) \u003d 1 · 10-3 mbar · l / s. Na porovnanie, výsledky meraní intenzity zdrojov Hermes (), Pintex () a zdroj polarizovaných iónov University of Mníchov () ...- 81. 41. Inštalačná schéma na meranie profilu atómového lúča ..........................- 83 Obr. 42. Štrukturálna schéma hmotnostného spektrometra kvadrupolu. Pevné čiary - stabilné, Barc-bodkované - nestabilné iónové trajektúry ..........................- 84 Obr. 43. Zjednodušená schéma hmotnosti filtra .............................................. , .........................- 84 Obr. 44. Systém zberu kontroly a údajov používaný pri meraní stupňa disociácie .................................. ..... ............................................... ..... ............................- 86 Obr. 45. Distribúcia atómovej hustoty vodíka v lúči. Tieňovaná oblasť zodpovedá geometrickým rozmerom vertikálnej trubice akumulačnej bunky .................................. ......... ....................................... ......... ..................................- 86 Obr. 46. \u200b\u200bAtómové vodíkové lúčové profily v X a Y rovinov zodpovedajúcich maximálnemu rozloženiu na obr. 45. Štedtná oblasť zodpovedá geometrickým rozmerom vertikálnej trubice akumulačnej bunky .....................- 87 Obr. 47. závislosť signálu hmotnostného spektrometra kvadrupolu na polohe nastavovacej skrutky N1 ................................ ....... ............................................. ....... .....- 88 Obr. 48. Distribúcia hustoty atómového vodíka v lúča po nastavení dýzy. Tieňovaná oblasť zodpovedá geometrickým rozmerom vertikálnej trubice akumulačnej bunky .................................. ......... ....................................... .....- 88. 49. Atómové vodíkové lúčové profily v love X a Y zodpovedajúcich maximálu distribúcie na obr. 48. Štedtná oblasť zodpovedá geometrickým rozmerom zvislej trubice akumulačnej bunky ..................... 89 Obr. 50. Závislosť stupňa disociácie (A) zo vstupného prúdu plynu pre rôzne teploty trysky a rádiofrekvenčný výkon w \u003d 300 W .................- 93 Obr. 51. Závislosť stupňa disociácie (A) z rádiového frekvenčného výkonu pri nízkych vstupných prúdoch a teplotách trysky T \u003d 70 K ........................ .... ................... 93 Obr. 52. Závislosť stupňa disociácie (A) z rádiového frekvenčného výkonu pri vysokých vstupných prúdoch a teplotách trysky T \u003d 70 K ........................ .... ..................- 94 Obr. 53. Závislosť stupňa disociácie (A) na teplote dýzy v rôznych vstupných prúdoch a rádiofrekvenčnej frekvencii W \u003d 300 W ....................... ..... .............- 94 Obr. 54. Stupeň disociácie ako funkciu času pre charakteristické pracovné podmienky Anke ABS ................................. .......... ........................................ .......... ............................- 95 Obr. 55: Distribúcia disociačného stupňa v lúča v rovine kompresnej rúrky. Tieňovaná oblasť zodpovedá geometrickým rozmerom kompresnej trubice ........................................ ....... ............................................. ....... ...- 96 Rice. 56: Rozloženie hustoty molekulového vodíka v lúči v rovine kompresnej rúrky. Tieňovaná oblasť zodpovedá geometrickým rozmerom kompresnej trubice ........................................ ....... .....................................- 96 Obr. 57: Stupeň disociačného stupňa lúča v rovinách x a y v strede kompresnej rúrky. Tieňovaná oblasť zodpovedá geometrickým rozmerom kompresnej trubice ....... .................................................... .........................- 97 -6 Obr. 58. Systém inštalácie na meranie polarizácie lúča .......................................- 99 Obr. 59. Závislosť počtu lých-fotónov z magnetického poľa v odstreďovaní ...... - 100 ryže. 60. Závislosť počtu ly-a fotónov z magnetického poľa v odstreďovacom filtri v prípade polarizovaného vodíka. Ľavý vrchol zodpovedá atómom s MI \u003d +1/2, priamo s MI \u003d -1/2 .............................. .. .................................................. .. .......................... - 101 Obr. 61. Závislosť počtu LY-A Photons z magnetického poľa v odstreďovacom filtri v prípade polarizovaného nosníka deutérií: (a) a (b) - vektorová polarizácia, (c) a (g) - TENSOR Polarizácia . Ľavý vrchol zodpovedá atómom s MI \u003d +1, médium s MI \u003d 0, priamo s MI \u003d -1 .......................... .. .................................................. .. ............................. - 101 Obr. 62. Distribúcia magnetického a RF pole v blokoch prechodových blokov MFT (A), WED (B) a SFT (B) ....................... ... ................................................. ... ................... 102 Obr. 63. Schéma atramentového cieľa (cieľový cieľ) ................................... - 105 Obr. 64. Akumulatívna bunka pre polarizovaný zdroj ................................ - 106 Obr. 65. Myšlienka kumulačnej plynovej bunky a distribúcie tlaku v ňom ....... - 108 -7 tabuľky tabuľky 1. Zoznam vákuových zariadení Anke ABS ........... ....... .......................- 46 Tabuľka 2. Parametre počiatočných a optimalizovaných systémov tvorby lúča a získaná maximálna intenzita. Rozmery sú uvedené v mm ...............- 55 Tabuľka 3. Veľkosti sekuritých magnetov a magnetického poľa na povrchu .....- 59 Tabuľka 4. Hlavné charakteristiky blokov rádiofrekvenčných prechodov ...............- 61 Tabuľka 5. Vysokofrekvenčné vybavenie ultra-tenkých prechodových blokov .............- 64 -8 Úvod Napriek veľkým úspechom modernej jadrovej fyziky pri vysvetľovaní rôznych vlastností jadrovej hmoty, otázka vysokej impulznej zložky funkcie jadrovej vlny alebo inými slovami, štruktúra jadrovej hmoty na vzdialenosť alebo menej jadrového polomeru stále zostáva otvorené. V súčasnosti je hlavným problémom experimentálne detekovať túto štruktúru a určenie intervalu vnútorného momentu relatívneho pohybu nukleónov v jadre, v ktorom je tradičný jadrový opis pravdivý ako súbor nukleónov.

Očakáva sa, že pri vzdialenostiach RNN 0,5 FM existuje určitá prechodová plocha medzi meson-nukleonom a stupňom gluon-gluon v jadre. Jedným z potvrdení o existencii takejto oblasti s vysokými prenosnými impulzmi môže byť porušením tradičného obrazu na základe fenomenologického potenciálu NN-interakcie zodpovedajúceho posunu NN-fázy. V tomto zmysle je problém s vysokou pulznou zložkou funkcie jadrovej vlny úzko súvisí s problémom výberu potenciálu interakcie nukleon-nukleon na blízke vzdialenosti.

Polarizačné experimenty zohrávajú osobitnú úlohu v štúdii týchto otázok, čo umožňuje vytvoriť závislosť odstreďovania jadrových síl.

Správanie takýchto experimentov vyžaduje použitie vysoko intenzívneho lúča polarizovaných protónov a polarizovaných cieľov s vysokou hustotou.

Tradične, solídne polarizované ciele vykonávané ako takéto ciele. Avšak, v poslednom desaťročí, búrlivý vývoj prijal nový typ polarizovaných cieľov - Polarizované ciele, ktoré umožňujú vyhnúť sa problémom radiačného poškodenia charakteristického charakteru solídnych cieľov a prítomnosti ne polarizovaných nečistôt (napríklad N v NH3). Najviac ciele R R R R spoločné polarizované plynu sú H - ciele a 3 HE, ktoré neobsahujú nečistoty -, D. Keďže priestorová hustota takýchto cieľov je nízka, našli široké použitie na kumulatívnych krúžkoch urýchľovačov. Je možné dosiahnuť dostatočne vysokú hodnotu životnosti lúča urýchľovača a vysoká svietivosť experimentu je zabezpečená opakovane prechádzaním nosníka cez cieľ.

9 V súčasnosti sa uskutočňuje niekoľko experimentov s použitím polarizovaného lúča urýchľovača a polarizovaného cieľa, ktorý sa skladá zo zdroja polarizovaného atómového nosníka (Pabs1) a kryogénne kumulatívnej bunky, v ktorom dochádza k interakcii.

Prvýkrát sa v NOVOSIBIRSK na elektronickom úložnom krúžku vep-3 aplikoval cieľ polarizovaného plynného polarizovaného deutéria.

V experimente, Hermes v Dess (Hamburg, Nemecko) študovať spinovú štruktúru nukleónu. Na tento účel inkluzívne a polozevektívne reakcie hlbokého rozptylu výtoku pozdĺžneho polarizovaného pozitrónového lúča r r r hera s energiou 27,5 GEV na polarizované H, D a 3 He Plynové ciele sa študujú.

Cieľom vodíka a deutéria je zdrojom polarizovaného atómového lúča a kumulatívnej bunky. Takéto inštalácie vám umožňujú vytvoriť atómový zväzok s dostatočne vysokým (blízkej 100%) jadrovej polarizácii a použitie otvorenej akumulačnej bunky nezničuje zrýchľovací nosník.

Na polarizované lúč kumulatívneho kruhu IUCF (Bloomington, USA) sa uskutočnili experimenty na štúdiu nukleon-nukleónových interakcií, ktoré tiež používali cieľ vnútorného polarizovaného plynu. Ich cieľom bolo zlepšiť moderné myšlienky o potenciáli nukleon-nukleon interakcie. Na tento účel sa merali koeficienty spinového korelácie a študoval sa narodenie pivoníc v blízkosti prahovej hodnoty.

Osobitná úloha v štúdii otázok súvisiacich s výskumom interakcií NN v úzkych vzdialenostiach hrá spoločnosť Deuteron, ako najjednoduchší jadrový systém. Napriek tomu, že Deuteron je pomerne slabý systém, stal sa hlavným cieľom študovať teoretickú aj experimentálnu jadrovú fyziku.

Jeden z experimentov zameraný na štúdium PD interakcie v momente relatívneho pohybu nukleónov vo vnútri jadra q \u003d 0,3 0,5 GEV / C je experiment na skladovacom krúžku COSY2-JLICH, venovaný kolapsu Deuteron. Zvláštnym záujmom je polarizačný experiment RR (PD ® PPN), zameraný na určenie závislosti od piatich polarizácie (YP, AY, A YY, C YY, C YYY) DD pozorovateľné na vnútornom momente relatívneho pohybu nukleónov v reakcia kolapsu deuteronu. To vám umožní získať nový polarizovaný atómový svetelný chladič Synchrotron - 10 informácií o štruktúre funkcie vlny Deuteron, pretože pozorovaná polarizácia závisí od pomeru S- a D zložky funkcie vlny. Vzhľadom na znaky ANKE3 spektrometra sa experiment môže uskutočniť v podmienkach kolineárnej geometrie: protóny, emitované späť, takmer 180 bude zaznamenané v náhode s protónmi emitovanými dopredu v nízkych uhloch (blízko 0). V takejto geometrii je možné študovať funkcie S- a D-WAVE Deuteron do vnútorného bodu 0,5 GEV / C.

Tento experiment bude vyžadovať použitie polarizovaného lúča urýchľovača a polarizovaného cieľa.

V súčasnej dobe sa na útulnom skladovacom krúžku dosiahne intenzita lúča 5 × 1016 / c pre neplarizované a 5 × 1015 častíc / s pre polarizované protóny. Avšak, upgrade zdroja polarizovaných iónov, trakt prepravy lúča a vstrekovacieho systému by mal viesť k zvýšeniu intenzity lúča polarizovaných protónov na 1 x 1016 častíc / s. Okrem toho existuje injekcia nepolarizovaného a neskôr polarizovaného deutéria.

V experimente sa plánuje použiť vnútorný cieľ plynu, ktorý predstavuje kryogénnu akumulatívnu bunku. Polarizovaný plyn, vodík alebo deutérium, vstupuje do cieľa zo zdroja polarizovaného atómového vodíka a deutéria (Anke ABS).

Vzhľadom k tomu, jeden z hlavných faktorov, ktoré určujú účinnosť experimentu na urýchľovači, je čas nastavenia štatistiky, čo je úmerné cieľovej hustote určenej intenzitou atómového lúča zdroja a má kvadratickú závislosť na polarizácii cieľ. Preto je presne tieto parametre, ktoré majú špeciálne požiadavky:

· Vysoká jadrová polarizácia atómového lúča (viac ako 80%);

· Rýchla zmena v polarizácii (pozitívna / negatívna) av prípade lúča deutérií, typu polarizácie (vektor / tenzor);

vysoká intenzita atómového lúča (viac ako 61016 atómov / s).

· Okrem fyzických parametrov musí zdroj spĺňať vysoké požiadavky na experimentálne inštalácie na moderných akumulatívnych krúžkoch (vákuové podmienky, obmedzený priestor, rýchla integrácia do existujúcej experimentálnej inštalácie atď.).

Zariadenie na štúdie vyhadzovania nukleonov a KAON - 11 dosiahnutie vysokých hodnôt zdrojových parametrov je nemožné bez štúdia charakteristík atómových zväzkov. Ten vyplýva, že je potrebné vyvinúť metódy a vytvoriť rad zariadení na meranie a optimalizáciu zdrojových parametrov.

Táto práca je venovaná vytvoreniu zdroja polarizovaného atómového vodíka a deutéria, ako aj vývoj nástrojov na skúmanie a optimalizáciu parametrov atómového nosníka, ako je intenzita atómového lúča, stupeň polarizácie a priestorové rozloženie hustoty lúča.

Príspevok predstavuje rôzne metódy na vytvorenie atómových nosníkov s jadrovou polarizáciou. Dano detailný popis Princípy účinku a zariadenia konštrukčných prvkov zdroja polarizovaného atómového vodíka a deutéria. Sú prezentované výsledky štúdií vlastností lúča atómového vodíka. Zohľadňujú sa vyhliadky na používanie zdroja polarizovaného atómového vodíka a deutéria ako zdroja pre plynové ciele použité v experimentoch na kumulatívnych krúžkoch.

12 Kapitola 1.

Metódy na získanie atómových lúčov 1.1 Úvod V priebehu rokov sú experimenty s molekulovými a atómovými nosníkmi zdrojom cenných informácií o vlastnostiach molekúl, atómov a jadier. Prvé experimenty s molekulárnymi lúčmi sa konali na začiatku XX storočia Dalye. V 20. rokoch minulého storočia, Stern a Gerls v ich experimentoch na odchýlke atómových nosníkov v nehomogénnych magnetických poliach ukázali prítomnosť priestorovej kvantizácie. O niečo neskôr, v 50-tych rokoch, Lamb a Ryzerford objavili hladiny 2S1 / 2 a 2P1 / 2 voči sebe navzájom. Tento fenomén dostal názov baránka. Ďalšie desaťročie bola navrhnutá metóda na vytváranie polarizovaných atómových lúčov, ktorá bola široko používaná v modernej jadrovej fyzike. V tomto, nie je plná, zoznam, hlavným cieľom štúdia bol nosníkom neutrálnych atómov a molekúl.

Pomerne často existuje potreba získať nosníky atómov, ako je H, D, Cl, atď. Napriek tomu, že za normálnych podmienok tieto atómy tvoria molekuly (H2, D2, Cl2 atď.). Ak tvorba molekulárnych nosníkov nepredstavuje špeciálnu zložitosť, potom sa metódy získavania nosníkov takýchto atómov sú samostatným fyzikálnym problémom na disociáciu molekúl na atómy.

Tradične sú najčastejšie používané spôsoby disociácie molekúl na atómy:

· Disociácia pod vplyvom vysokých teplôt, ako je napríklad v prevádzke, kde molekulový vodík prúdil do volfrámovej pece, ktorý sa zahreje na teplotu 2500 K. s tlakom v peci asi 1 mbar, disociácia Titul bol ~ 64%.

· Disociácia v silnom elektrickom poli, ako napríklad v prevádzke, kde sa na disociáciu vodíka použila trubica VUDU. Disokiačný stupeň bol ~ 7080% pri tlaku približne 1 mbar.

13 · Disociácia pod vplyvom vysokofrekvenčného poľa (pozri napríklad, kde pri tlaku v vypúšťacej trubici ~ 0,25 mbar, stupeň disociácie bol ~ 60%).

V moderných zariadeniach bola táto metóda najbežnejšia. Na vytvorenie a udržiavanie výtoku plynu sa používajú štandardná vysokofrekvenčná alebo mikrovlnná priemyselná generátory. S charakteristickými tlakmi vo vnútri výbojky na úrovni 12 mbar, stupeň disociácie v takýchto zariadeniach dosiahne 90%.

Okrem disociácie molekúl, úloha vytvárania atómových nosníkov zahŕňa aj tvorbu lúča. Podmienky potrebné na vytvorenie lúča atómového vodíka môžu byť veľmi odlišné pre každý z prípadov podľa štúdie. Potreba udržiavať rýchlosť rekombinácie pri nízkej úrovni vyžaduje, aby systémy tvorby nosníkov fungovali v podmienkach s nízkou hustotou (1017 atómov / cm3) a navyše, s pomerne veľkými veľkosťami dýzy. V dôsledku toho, parametre systému formácie nemôžu byť vybrané a priori a skôr by mali byť určité kompromisné riešenie, pričom zohľadní obmedzenia uložené inými parametrami inštalácie.

1.2 Odpojovací mechanizmus V plynnom vypúšťaní Stupeň disociácie v plynnom vypúšťaní sa stanoví hustota vytvorenej atómovej zložky a rôznych rekombinačných mechanizmov. Mechanizmus týchto procesov je určený makroskopickými parametrami výtoku, ako je tlak plynu v vypúšťacej trubici, výkon rádiofrekvenčného poľa roztrúseného na plazme, vlastnosti materiálu výtlačnej trubice atď. Zvyčajne sa používa oscilujúci obvod na získanie a udržanie výtoku, poháňaného rádiovým frekvenčným generátorom a výkonom elektromagnetického poľa na plazme indukčnou komunikáciou s dielektrickou výbojkou. Stupeň ionizácie, definovaný ako pomer elektronickej alebo iónovej hustoty na hustotu neutrálnych častíc (atómy a molekuly), je dostatočne nízka a leží v rozsahu 10-510-3.

Elektrónová mobilita mnoho ďalších mobility iónov a to vedie, vzhľadom na nízky stupeň ionizácie, k tomu, že teplota elektrónového plynu je oveľa vyššia ako teplota neutrálnych častíc a iónov. Charakteristický teplotný rozsah je 14 neutrálnych a iónových zložiek 5002000 K, čo zodpovedá energiám v rozsahu 0,080,35 EV, priemerná elektrónová energia leží do 210 eV. Tak

vlastnosti vypúšťania sú určené kinetikou elektrónov: zatiaľ čo vo vysokofrekvenčnom elektromagnetickom poli, bezplatné elektróny získavajú energiu a rozptýlite ho na neutrálne častice cez elastické a neelastické kolízie.

Dominantom sú nasledujúce neelastické interakcie (s prierezom S Iin) voľných elektrónov s neutrálnymi časticami:

1) Excitácia oscilačných hladín molekúl (S 1in) E- + H2 ® H2 + E-.

ex 2) disociácia molekúl (S2) v E- + H2 ® H + H + E-.

3) ionizácia molekúl (S3) v E-+ H2 ® H2 + 2E -.

4) ionizácia atómov (S4) v E-+ H ® H + + 2E -.

5) Excitácia 2P stavov atómov (S 5) v E-+ H ® H (2 p) + E je.

6) Excitácia 2S stavov atómov (S 6) v E-+ H ® H (2s) + E je.

0. S2IN S IN 0. S1IN S5IN SIIN 10-15 cm S4IN 0. 0. 0. S V 0,10 20 30 40 ROKOVANIE ENERGIE, EV I Obr. 1. Oddiely S v neelastických procesoch 16 ako elektrónová energia.

15, ako je zrejmé z obr. 1 disociačný proces (elektrónová prahová energia 8.8 EV) je dominantná v elektrónových energiách 1020 EV.

Berúc do úvahy energetickú závislosť prierezov a maxwellianskeho spektra elektrónových energií, bola preukázaná v práci, ktorá s priemernou elektrónovou energiou, menej ako 5 EV, okrem dominantného procesu (1), intenzity Disocičný proces (2) je rádovo vyššie ako intenzita ionizačných procesov (3) a (štyri).

To vedie k záveru, že podľa vyššie uvedených charakteristických podmienok vypúšťania je možné očakávať stupeň disociácie na 90%. Pre dané atómové a molekulárne delikovať, stupeň disociácie je definovaný ako Na A \u003d (1) Na + 2N M alebo nm A \u003d 1 + (2) Off NM, kde Nm je molekulárnou hustotou v neprítomnosti vypúšťania a potom ( 3) Na \u003d 2 (NM - Nm) Okrem hlavných procesov, pre nabité častice vytvorené v dôsledku ionizačných procesov (3 a 4), vo vyššie uvedených argumentoch, difúznych stratách, dvoj- a trojvrstvová rekombinácia zohľadniť. Predložené výpočty ukazujú, že v rozsahu A od 0 do 100% a rozptýlenej hustoty výkonu 125 W / cm3, priemerná elektrónová energia leží pod 5 EV. Potvrdzuje tiež možnosť získania vysokého stupňa disociácie.

Hustota atómovej frakcie vytvorenej v dôsledku disociácie molekúl je znížená rekombináciou 2H + M® H 2 + M + E, kde M je tretím orgánom potrebným na vykonanie zákonov o ochrane a E0 4.5 EV - záväznú energiu molekuly vodíka. Práca bola hodnotená na koeficient rekombinácie (pravdepodobnosť rekombinácie v kolízii so stenou) a ukázalo sa, že pri charakteristických podmienkach vypúšťania, t.j. Tlak plynu, teplota a objem plazmy, prevládajúcim procesom je povrchová rekombinácia.

Tradične, borosilikátové alebo kremenné sklo sa používa ako materiál vypúšťacej trubice, pretože Tieto materiály umožňujú použitie v oblasti vysokých teplôt a majú koeficient s nízkou povrchovou rekombináciou. Existujúce experimentálne údaje však ukazujú, že - 16 koeficient rekombinácie pre vodík na borosilikátové a kremenné sklo sa rýchlo zvyšuje so zvyšujúcou sa teplotou. V procese práce sa teda musí vypúšťacia trubica ochladiť. Navyše, na zníženie koeficientu rekombinácie, špeciálne spracovanie vnútorného povrchu výtlačnej trubice opísanej v dielach, ako aj s malým pridaním (~ 0,10,5% hlavného) toku kyslíka.

1.3 Teoretické zváženie tvorby plynového prúdu pre správny odhad intenzity atómového lúča, ako aj na vysvetlenie výsledkov merania, je potrebné odpovedať na otázky, ktoré vznikli pri zvažovaní tvorby lúča. Teória, bohužiaľ, ešte neprišla k jednému stanovisku o tvorbe plynového prúdu v hydrodynamickom režime. Preto je stále potrebné hovoriť o výpočtoch intenzity, ale len o jeho posúdení.

1.3.1 Molekulárny režim (vyprší) Jednoduché uplynutie platnosti nad inými modmi, ak je hustota plynu za otvorom pomerne nízka, t.j. KNUDSENA KN \u003d L / D KOEFICKÉ KOEFICKÉ KOE, KTORÝ JE POTREBUJE Priemerná dĺžka voľnej cesty, D je priemer otvoru. V tomto prípade neexistuje interakcia medzi časticami v procese exirujúcu a po ňom4. Diferenciálna intenzita lúča I (Q) na jednotku uhla telesného telesa v uhle Q (v porovnaní s normálnou rovinou otvoru) je daná rozloženie Cosine:

I (Q) \u003d N0 A0 VF (V) COS (Q) DWDV, (4), kde N0 je hustota plynu v zdroji, A0 je oblasť otvoru F (V) - vysokorýchlostné rozdelenie Maxwell-Boltzmann, ktorý je napísaný vo formulári:

vVF (V) DV \u003d P EXP - DV, (5) Z Z3 Režim prietoku viskozity je charakterizovaný KN 0,01 a rozdiel medzi turbulentný a laminárny VRD viskózny prietok môže byť opísaný z hľadiska kritéria Reynolds R \u003d, kde r Hustota H hmotnosť hmotnosti plynu s koeficientom viskozity H, ktorá má vozidlo v vnútri potrubia s priemerom d.

S R 2200 sa režim prietoku stáva turbulentným.

17 Z \u003d (2KT0 / m) 1/2 zodpovedá, kde najpravdepodobnejšia rýchlosť častíc pri teplote zdroja T0.

Full Stream F 0 cez otvor sa získa integráciou pri rýchlostiach a telesnom rohu 2P:

f0 \u003d N0 V1 / S, (6), kde v \u003d (8KT0 / pm) 1/2 je priemerná rýchlosť častíc v zdroji pri teplote T0.

Intenzita lúča v smere normálnej do roviny otvoru I (Q \u003d 0) je maximálna a je daná výrazom:

f I (0) \u003d 1 / C er. (7) P Príslušné nevýhody jednoduchého otvoru ako zdroja lúča sú nízka špičková intenzita, proporcionálna hustota n0, ako aj slabé zameranie lúča.

1.3.2 Tvorba lúča s dlhým kanálom Slabé zameranie lúča vytvoreného jednoduchým otvorom sa môže výrazne zlepšiť pri výmene otvoru na dlhom kanáli, zvyčajne valcový prierez. Požiadavka molekulárneho spôsobu prúdenia plynu v dlhom kanáli znamená stratu v intenzite lúča. Preto zvyčajne pri zvažovaní tvorby lúča s dlhým kanálom vyžadujú len čiastočný výkon podmienok molekulárneho prúdu. Predpoklady pre takýto model môžu byť formulované takto: \\ t

· Dokonca aj pre dostatočne vysoký tlak v zdroji plynu sa nachádza časť kanála, v ktorej sa vykonávajú podmienky molekulárneho režimu prietoku. Zvyčajne sa predpokladá, že existencia takejto úseku na výstupe kanála, zatiaľ čo na začiatku kanálového plynu je za podmienok hydrodynamického alebo medziproduktu režimu C (KN 1).

· Na kanálovej časti s molekulárnym spôsobom prietoku, hustota ako funkcia vzdialenosti Z pozdĺž kanála klesá lineárne a dosiahne nulovú hodnotu pri výstupe.

V intenzite špičkového lúča (vpred), príspevok udáva dva procesy. Prvý príspevok je spôsobený časticami, ktoré prechádzajú kanálom bez prežívania - 18 stretov. Druhý príspevok dáva častice, ktoré zaznamenali rozptyl na iných časticiach plynu, ale dosiahli koniec kanála.

Opísaný model má dve špecifické spôsoby, v závislosti od pomeru dĺžky voľnej dráhy častíc L pri hustote plynu v zdroji N 0 na dĺžku kanála L:

1. Transparentný kanál: L L / 2. Pre dostatočne nízky tlak plynu v zdroji v intenzite lúča, prispeje k zálohu len prvý proces.

Preto je intenzita maximá:

I (0) \u003d n0 a0 v 1 / c · er. (8) 4P Môže byť vyjadrený z hľadiska celkového prietoku plynu FT s použitím klauzulu FtH \u003d K N0 V, (9), kde K \u003d 4D / 3L geometrický faktor, D a L - priemer a dĺžka kanálov, ft 1 / C · er

I (0) \u003d (10) PK expresia (10) je vzorec pre výpočet intenzity píkov tvorený dlhým kanálom. Treba poznamenať, že prúdenie plynu v smere dopredu s ohľadom na celý prúd je väčší v porovnaní s jednoduchým vypršaním z otvoru (7).

2. Nepriehľadný kanál: L L / 2. Tento režim zodpovedá tomu, keď častice majú nevýznamnú pravdepodobnosť prejsť kanálom bez kolízií.

Kritérium opacity je podmienka L / L 12. V tomto prípade je intenzita píku nižšia ako s priehľadným kanálom a je daná expresiou:

1 / V D I (0) \u003d 0,065 F T1 / 2 1 / C · ER, (11) S () - kde s \u003d 2LN je prierez kolízie častíc. Je možné vidieť, že vo vyššie uvedenom výraze intenzita špičky nezávisí od dĺžky kanála.

Na základe uvažovaných prípadov je možné dospieť k záveru, že v dostatočne nízkej hustote plynu v zdroji je špičková intenzita I (0) úmerná F T, a pri vysokej hustote - F T1 / 2.

19 I (0) μ F T1 / 2, analýza opísaného modelu ukazuje, že závislosť vyplývajúca z dôvodu lineárneho zákona zmien v hustote plynu v kanáli, v skutočnosti závisí od tohto predpokladu. Takýto vzťah môže byť teda distribuovaný a v prípade "opacity" pokračuje mimo kanála, ktorý tvorí oblak medzi dýzou a skimmerom. V tomto prípade sa hustota plynu znižuje lineárne pozdĺž osi kanála Z pri vzdialenostiach menších ako dva priemery dýzy;

a potom kvapky na veľmi malé hodnoty vo vzdialenosti niekoľkých l. To vám umožní používať taký model, napriek nereálne predpokladu okolo n \u003d 0 na výstupe kanála. Výsledkom je, že výraz (11) je spoľahlivá aproximácia, aj keď sa nevykonávajú podmienky molekulárneho spôsobu prúdenia. Protirečenie sa očakáva len v prípade, že prechod plynu do molekulárneho režimu sa vyskytuje na vysokej vzdialenosti od výstupu z kanála alebo prúdového prúdu v dôsledku tvorby získava hydrodynamické črty.

1.3.3 Režim hydrodynamického prietoku. Nadzvukový prúd, akonáhle sa hustota plynu v zdroji ukáže, že je tak veľký, že priemerná dĺžka voľného kilometrov L sa stáva malým v porovnaní s priemerom dýzy, plyn ide do medziľahlého prietoku v blízkosti lamináru. Po ukončení trysky sa plyn zažíva adiabatický expanziu. Za predpokladu, že termalizácia plynových častíc na povrchu dýzy a nastavenie typickej teploty dýzy asi 100 K, jeho priemer 2 mm a tlak v vypúšťacej trubici disociator asi 1 mbar, l, 0,04 mm a kN 0,02. Tu L je definovaný ako KT L \u003d, (12) 4p2rej, kde K je skvinná konštanta, t je teplota plynu, p je tlak v zdroji a r \u003d 1,87 · 10-8 cm - kinetický polomer.

Jednoduchý otvor alebo dlhý kanál používaný na výrobu plynového prúdu v režime molekulového prietoku sú nahradené dýzou kužeľového tvaru v prípade hydrodynamického tryska. Druhý "diera", nazývaný zvyčajne skimmer a umiestnený za tryskou, teoreticky umožňuje tvorbu nadzvukového lúča častíc.

Za opísaných podmienok plynový prúd vyrobený tryskou sa pohybuje v smere odstreďovania s hydrodynamickou rýchlosťou, ktorá môže výrazne prekročiť jednoduchú rýchlosť tepelného plynu. Tento spôsob tvorby je veľmi - 20 je zaujímavý z hľadiska získania nosníkov s vysokou intenzitou, ako aj monochromatické lúče.

Za ideálnych podmienok stacionárneho prúdu plynu opustí nádrž cez malú dieru a zažívajú adiabatickú expanziu. Počiatočná entalpia z častíc H ° sa zmení na kinetickú energiu smerového toku MU 2 a zvyšková enthalpy H \u003d U + PV, kde U je vnútorná energia, p je hmotnostný tlak, V je objem. Zákon o ochrane energie dáva:

H0 \u003d H + MU 2. (13) so špecifickou tepelnou kapacitou plynu pri konštantnom tlaku C P, teplota pôvodnej TVER TV a miestne teploty plynu t na osi rozširujúceho lúča, získavame:

c p T0 \u003d C p t + MU 2, (14) od - 1 t \u003d T01 + (G-1) M2, (15) 2 CP, kde g \u003d. Machum M je pomer rýchlosti prúdu u na lokálnu rýchlosť CV zvuku v plyne C \u003d (GKT / m) 1 / 2. M2 predstavuje podiel energie smerového pohybu z tepelnej energie plyn.

Ak sa tlak zvyšku P1 v komore priamo na trysku spĺňa podmienku:

g p1 2 g +1 (16), p 0 g - potom číslo MACH dosiahne hodnotu M \u003d 1 v najužšom mieste dýzy. Tu p 0 je tlak plynu v zdrojovej nádrži. Za takýchto podmienok dosahuje prietok plynu svoju maximálnu hodnotu.

Špecifická kapacita tepla pri konštantnom tlaku C P pre jedno-nukleárny plyn sa rovná kT. Potom - 21 5 1 KT0 \u003d MU 2 + KT + KT. (17) 2 2 Prvým termínom v pravej strane je kinetická energia smerového prúdu hmotnosti, druhým termín je kinetická energia pohybu tepla5. Tretí termín je spojený s energiou uzatvorenou v ideálnom plyne pri teplote T, ktorá núti plyn, aby sa rozširoval.

Všetci traja členovia môžu byť zaznamenané ako funkcie čísla Machov, najmä kinetická energia je zaznamenaná ako:

1 MU \u003d C P (T0- T) \u003d C PT0 1 - 1 + (G - 1) M.

(18) 2 2 Počet sa zvyšuje s nárastom vzdialenosti L z dýzy, pretože expanzia plynu nie je len teplotou plynu, ale aj hustota (a podľa toho počet kolízií častíc na jednotku čas) sa znižuje s rastúcou vzdialenosťou. Nakoniec, v určitej vzdialenosti, L M zastaví chladenie lúča a číslo machov dosiahne svoju maximálnu hodnotu m t a zostáva zmrazené.

Pre vzdialenosť L M je uvedený pomer vykonávania:

p l m \u003d 0,67d T 1, (19) p kde d t je priemer trysky "hrdlo". Ďalej môže byť maximálny počet Mach aproximovaný výrazom:

g - (20) g M t \u003d 1,2 kN 0, kde KN 0 je kondenčný koeficient, ktorý je určený podmienkami, v ktorých sa nachádza dýza. Ako už bolo spomenuté, pre trysku s priemerom 2 mm, ktorá je pri teplote 100 K, KN 0 "0,02, a teda maximálny počet Mahy je rovný 6.

Približne rovnaká hodnota za týchto podmienok je uvedená v prevádzke, v ktorej je závislosť počtu MAHA odvodená od vzdialenosti meranej v jednotkách priemeru dýzy.

Vo vzdialenosti L m sa vyskytuje prechod z hydrodynamického k molekulárnemu prietoku. Nie skôr, ako sa vyskytol tento prechod, lúč by mal prejsť cez skimmer do oblasti najlepšieho vákua. Prechod na oblasť najlepšieho vákua však môže byť v referenčnom systéme pohybujúci sa pri rýchlosti u relatívne laboratóriu.

22 Vzdialené šokové vlny vznikajúce v dôsledku interakcie plynového prúdu a zvyškového plynu. Preto by sa umiestnenie Schimmer mal byť vybraný s extrémnou opatrnosťou, aby sa zabránilo silným nárazom na boku šokových vĺn tvoriacich mačkový disk.

Predpokladajme, že štruktúra lúča nie je porušená prítomnosťou skimmer, a okrem toho, po skrinácii, lúč je v režime molekulového prietoku. Potom sa špičková intenzita na osi lúča na jednotku telesného uhla uvádza nasledujúci výraz:

I (v) \u003d NS ako VF (V) DWDV, (21), kde NS je hustota častíc na vstupoch do skimmer, ako je prierezová plocha krku stmievacieho a f (v) Distribúcia supersonic lúčových častíc v rýchlostiach:

(V - WS) VF (V) DV \u003d P EXP - DV, (22) Z S3 ZS, kde Zs \u003d (2KTS / m) 1/2 a WS \u003d MS (GKTS / M) 1/2 - rýchlosť plynu prúd. S index premenných odráža ich výpočet, keď je lúč vstupný do krku skimmer. Z výrazu (22) je ľahké nájsť najpravdepodobnejšiu rýchlosť nadzvukového lúča:

v0 \u003d (23) 2 GM S integrácia (21) V Rýchlostiach a telesnom rohu, špecifický kolimátor clony (index c), ktorý dáva lúč jeho konečné rozmery a tvar, získame kompletný prúd častíc FC cez otvor kolimátor:

gM S2 + F C \u003d AK N N SWS 1 / S. (24) 2pl sc tu L sc je vzdialenosť medzi skimmerom a kolimátorom. Podľa prevádzky nárastu v intenzite lúča zabezpečenú tvorbou lúča s hydrodynamickými vlastnosťami v porovnaní so jednoduchosťou plynu platnosť je: \\ t

1 / CP G @ P K GM S2. (25) Prezentované výhry v intenzite sú však nadhodnotené pre reálne lúče. Je to spôsobené tým, že je rozptyl častíc lúča na zvyškovom plyne vákuovej komory.

23 1.3.4 Hodnotenie intenzity zdroja Poznať hustotu častíc Pri opustení dýzy je absolútne nevyhnutné na posúdenie intenzity zdroja polarizovaných atómov. Spôsob, ktorý zase odhaduje hustotu, je opísaná v. Myšlienkou je, že konzónová tryska je nahradená niekoľkými krátkymi rúrkami s priemerom D in-d out di \u003d i + d von. (26) N a Len Ln L \u003d Li \u003d. (27) N Tu l n je hĺbka dýzy, n je počet rúrok, d a d out - priemerom vstupu do dýzy a jeho krku.

PN N N-N-PI I Pi p. 2. Schéma porušuje dýzu na elementárnych skúmavkách.

Prúd plynu z jedného objemu na druhý cez elementárnu trubicu (pozri obr. 2) je definovaný ako:

Q \u003d CI (PI 2 - PI1) (28), kde Pi 2 a PI1 - Tlak na oboch stranách trubice, a spĺňať kontinuitu tlaku PI 2 \u003d PI +1.1, CI - vodivosť trubice, pre ktoré Existuje univerzálny vzorec pre akýkoľvek režim prietoku plynu:

d (P + PI1) D I3 TB 1,96 10 - 2 I I 2 L / S.

C I \u003d 1,25 10 -6 + 3,04 10 4 (29) 2H L M - 24 V tomto vzorci sú všetky lineárne rozmery vyjadrené v mm, tlaku - v mbar, H \u003d 8,58 10 -8 mbar · C - TB koeficient - teplota plynu, \\ t M - molárna hmotnosť, viskozita pri teplote miestnosti.

Koeficient viskozity pri teplote miestnosti sa môže rekablovať na akúkoľvek inú teplotu pri použití konštantu Suterland C, ktorá je 73 pre vodík:

T 1 + c / t h t \u003d ht3. (30) T0 1 + C / T TN \u003d 100 K Teplota plynu bude pre dýzu s teplotou TB \u003d 0,290 TN \u003d 29 K. V dôsledku toho bude koeficient viskozity H \u003d 9,59 10 -9 MBAR · S. (31) Hustota častíc v krku dýzy je definovaná ako P n \u003d, (32) KTB, kde K \u003d 1,38 · 10-19 mbar · cm3 / K je konštanta Boltzmann. Výraz pre PI 2, nasledujúce z rovníc (28) a (29) sa zaznamenáva vo forme:

PE Q EE + + PI1 + I1 + PI 2 \u003d - (33), 2Z 2Z U XZ, kde Q je prúd plynu do disociácie a DIX \u003d 1,25 10 -, LDZ \u003d 1,96 10 - 2 I, (34) 2H TB E \u003d 3,04 10 4.

M Ak chcete odhadnúť hustotu lúča, pri opustení dýzy je potrebné uviesť predpoklad týkajúci sa distribúcie tlaku plynu vo vnútri vypúšťacej trubice disociácie. Keď ABS pracuje na urýchľovači, je potrebné udržiavať vstupný tok molekulárneho vodíka 1,7 mbar · l / s. Pre takýto prúd je tlak meraný na vstup do vypúšťacej trubice disociácie 1,53 mbar.

Predpokladajme, že výtlačná plocha je približne uprostred disociácie.

Po procese disociácie a rekombinácie na povrchu vypúšťacej trubice je miera disociácie na jeho výstupnom konci 90%, a preto počet častíc je 25 až 1,9-krát viac ako pri vstupoch do disociácie. Z toho vyplýva, že tlak generovaný plynom pri vstupe do dýzy, pN2 \u003d 2,81 mbar.

Po výpočte postupu opísaného vyššie s počtom oddielov n \u003d 90 sa tlak v dýze rovný P12 \u003d 2,78 mbar. Potom z výrazu (32) je hustota častíc n \u003d 6,95 1017 cm -3. (35) Pomer (24) sa môže prepísať ako N0 A 0 M AC Fc \u003d (3 + GM2) 2PL SC 3 (36) 1 1 + (G - 1) M 2, kde N0 je hustota častíc v Krk dýzy, A0 - Rýchlosť zvuku v dýze a m \u003d m s.

Pretože A0 \u003d 4.1376 10 4 cm / s pri teplote TB, prietok plynu cez kolimátor je F C \u003d 2,24 1018 1 / S. (37) Ako už bolo uvedené, podobný odhad poskytuje predraženú hodnotu pre intenzitu. Príčinou tohto spôsobu je proces útlmu intenzity v dôsledku rozptylu častíc lúča na zvyškovom plyne.

V praxi, na určenie parametrov systému tvorby lúča, v ktorom je jeho intenzita maximálna, používajú sa empirické metódy. Na tento účel sa intenzita atómového lúča meria ako funkcia geometrických parametrov dýzy, skiméru a kolimátora, vstupného toku plynu a teploty dýzy.

V tomto ohľade, pri vytváraní zariadení na prácu s atómovými a molekulovými nosníkmi je potrebné zabezpečiť schopnosť nastaviť ako úplný súbor parametrov systému tvorby lúča.

26 Kapitola 2.

Metódy na vytváranie polarizácie v atómových nosníkoch 2.1 Úvod Spôsob vytvárania lúčov polarizovaných protónov a (alebo) je pripraviť lúč neutrálnych atómov takým spôsobom, aby boli chrbtom jadier (protóny alebo deuteróny) v atóme orientované najmä pozdĺž smeru vonkajšieho magnetického poľa. Keď sa následná ionizácia atómov, napríklad vplyvom elektrónu, jadrová polarizácia je zachovaná, čo umožňuje získať nosníky polarizovaných protónov (alebo deuterónov).

Spôsob vytvorenia polarizovaných lúčov neutrálnych vodíkových alebo deutérií je skutočnosť, že sú pripojené jadrové a elektronické chrbty. V dôsledku toho je možné ovplyvniť magnetický moment elektrónu, je tiež možné ovplyvniť jadrovú točenie.

Atóm vodíka má v podstate elektrónový spin S \u003d 1/2 s premietaním MJ \u003d ± 1/2 a protónovým otočtom I \u003d 1/2 s projekciou MI \u003d ± 1/2. Tak Plné RRR odstreďovania atómu F \u003d S + I (F \u003d 0, 1) má projekcie MF \u003d 0 a MF \u003d 0, ± 1.

Energetický rozdiel medzi úrovňami s F \u003d 0 a F \u003d 1 v neprítomnosti vonkajšieho magnetického poľa DP \u003d H1420.4 MHz. V dôsledku interakcie magnetického momentu atómu s vonkajším magnetickým poľom je hladina s F \u003d 1 rozdelená podľa účinku Zeeman. Sila vonkajšieho poľa je určená postojom k tzv. "Kritické" pole BC, ktoré je definované ako DW BC \u003d (pre vodík 507 HS), (38) (g I - GJ) MB, kde GI \u003d -3,04 10 -3, GJ \u003d 2,002 - G-faktor Protón a elektrón v jednotkách Magneton Bora M B \u003d -0,927 10 -20 ERG / GS. Tak Sila poľa je definovaná ako C \u003d B / BC.

Rozdelenie energie je určené vzorec Brete-Rabbi:

27 DW DW 4M F + G I M B M F BC C + (-1) F + 1 C + C2.

W \u003d - 1+ (39) 2 (2 I + 1) 2i + Závislosť energetických hladín ulthtínového rozdelenia vodíka z sily vonkajšieho magnetického poľa je znázornená na obr. 3.

2 MF F \u003d 1 + 1: MJ \u003d + 1/2 MI \u003d + 1 / W / DW0 2: MJ \u003d + 1/2 MI \u003d -1 / 0 - 3: MJ \u003d -1 / 2 MI \u003d -1 / 4: MJ \u003d -1 / 2 MI \u003d + 1 / F \u003d - - 0 2 4 6 C \u003d B / BC Obr. 3: Schéma energetickej hladiny atómu vodíka v magnetickom poli B. pre hlavný stav BC \u003d 507 g, pre 2S1 / 2, stav BC \u003d 63,4 g. Energia W sa merala v jednotkách DW \u003d H1420.4 MHz (\u003d 5,9 · 10-6 EV).

V oblasti C1 je sklon kriviek určený magnetickým bodom elektrónu.

r r na c 1, s a ja sme už viac nezávislé vektoryPreto v oblasti slabých oblastí, krivky sú indikované projekciami MF Full Spin F.

2 MF 1: MJ \u003d + 1/2 MI \u003d + + 3 / F \u003d 3/2 2: MJ \u003d + 1/2 MI \u003d + 1/3: MJ \u003d + 1/2 MI \u003d - W / DW-1 / 0 -3/2 4: MJ \u003d -1 / 2 MJ \u003d -1/2 5: MJ \u003d -1 / 2 MI \u003d 6: MJ \u003d -1 / 2 MI \u003d - F \u003d 1/2 + 1 / - -4 0 2 4 6 c \u003d b / bc Obr. 4: Schéma energetickej hladiny atómu deutéria v magnetickom poli B. Pre hlavný stav BC \u003d 117 HS, pre 2S1 / 2, BC \u003d 14,6 GS stavov. Energia W sa merala v jednotkách DW \u003d H327.4 MHz (\u003d 1,4 · 10-6 EV).

28 pre deutérium s nukleárnym spinom I \u003d 1 (F \u003d 1/2 a F \u003d 3/2), kritické pole BC \u003d 117 hs. Závislosť energie ultrafínových hladín deutéria z sily vonkajšieho magnetického poľa je prezentovaná na obr. štyri.

Polarizácia protónu, ktorá má spinA I \u003d 1/2 (MI \u003d ± 1/2), je definovaná ako vektorová polarizácia n mi \u003d +1 / 2 - n mi \u003d -1 / pz (I \u003d 1/2) \u003d , (40) n mi \u003d +1 / 2 + NMI \u003d -1 / kde, n mi \u003d + 1/2 a n mi \u003d -1 / 2, množstvo atómov s odstreďovaním, rovnobežnou a anti-paralelnou aplikovanou Externé pole.

Opísať polarizáciu Deuterona, ktorá má jadrovú odtieň I \u003d 1 (MI \u003d -1, 0, +1), okrem polarizácie vektora n MI \u003d +1 - NMI \u003d - PZ (I \u003d 1) \u003d (41 ) N M I \u003d +1 + N M I \u003d 0 + N M I \u003d -1, tiež použili polarizáciu TENSOR, definovaná ako 1 - 3 N mi \u003d pzz (i \u003d 1) \u003d (42) nm \u003d +1 + n mi \u003d 0 + NMI \u003d -1.

Na obr. 5 znázorňuje závislosti od vektora (I \u003d 1/2 a I \u003d 1) a Tensor (I \u003d 1) polarizáciu hladín ultratín vodíka a deutéria ako externého magnetického poľa. Podmienky 1, 3 v vodíku a 1, 4 v Deutéria sú čisté a úplne polarizované bez ohľadu na hodnotu vonkajšieho magnetického poľa.

V silnom magnetickom poli v stave vodíka 2 a 4, protón a elektrón je polarizovaný v opačných smeroch. S poklesom poľa, magnetické momenty protónu a elektrónu začínajú pretečne voči sebe navzájom, v dôsledku čoho sa znížila polarizácia protónov, ako je znázornené na obr. 5. Pri absencii externého poľa sa protón a elektronická polarizácia mení sinusoidne s časom (s frekvenciou LARMOR), v priemere vytvára nulová polarizácia. Podobné argumenty môžu byť vykonané pre štáty Deutéria 2, 3, 5 a 6.

29 Hydrogénová vektorová polarizácia pz 0. -0. - 0,01 0,1 c \u003d b / bc Obr. 5. Jadrová polarizácia hladín štiepenia superfínu v atóme vodíka ako funkcie vonkajšieho magnetického poľa.

Deutéria Vektorová polarizácia Tensor Polarizácia PZ PZZ 1 + 1 0. 0. 2 0 -0. tridsať. -Onný. -1 - 0,01 0,1 1 10 0,01 0,1 1 C \u003d B / BC C \u003d B / BC Obr. 6. Jadrová polarizácia hladín atómu štiepenia superfínu deutéria ako funkcie vonkajšieho magnetického poľa.

V silné pole Oddeľovacie magnetové atómy s MJ \u003d +1/2 majú nulovú jadrovú polarizáciu. Pre rovnocenné hladiny vodíka 1, 2, t.j.

N mi \u003d + 1/2 \u003d N mi \u003d -1 / 2 a deutéria 1, 2 a 3, t.j. N mi \u003d +1 \u003d n mi \u003d 0 \u003d n MI \u003d -1, z obr. 6.Čo je to PZ \u003d 0 a PZZ \u003d 0 pri C 1. s adiabatickým prechodom na oblasť C1 pre vodík PZ \u003d +1/2, pre Deutéria PZ \u003d +1/3 a PZZ \u003d -1/3.

Tak, na vytvorenie polarizácie lúča atómov, je potrebné zvoliť atómy v jednom alebo viacerých, v prípade polarizácia Tenzor Deuterium, ultraténske stavy.

Momentálne sa inštalácie na vytvorenie polarizovaných lúčov široko používajú v rôznych fyzických experimentoch ako zdroje polarizovaných protónov a deuterónov na urýchľovače nabitých častíc a ako polarizované ciele plynu. Najčastejšie, dnes, typy takýchto zariadení sú:

zDROJE POUŽÍVAŤ LAMB SHIFT (LSS6);

· Optické čerpacie zdroje (OPPIS7);

· Polarizované zdroje atómových lúčov (Pabs8).

2.2 Zdroje Používanie posunu jahňacieho mäsa (LSS) Ako už bolo uvedené, na vytvorenie polarizácie v lúči, je potrebné zvoliť "potrebné" ultra tenké stavy. To sa dosahuje ako priestorová separácia komponentu lúča (Stern-Gerlakhovové zdroje) a použitím techniky vypúšťania 2S1 / 2-2-modálnej stavovej expozície v skratke 2P1 / 2-stav.

E MS + 1 / 2S1 / 2 Mi +1/2 -1 / (T \u003d 0,14 C) F \u003d 1 1609 MHz 0 -1 / 4,410-6 EV Delamb + 1 / Dehyperfine -1 / 2P1 / 2 1.610-7 EV (T ~ 10-9 c) vonkajšie magnetické pole, GS 535 Obr. 7. Schéma energetických hladín ulthtínového rozdelenia pre 2S1 / 2 a 2P1 / 2 stavov atómu vodíka.

Zdroj Baránok-Shift Opticky čerpaný polarizovaný zdroj iónov Polarizovaný zdroj atómového lúča - 31 na obr. 7 znázorňuje schému energetických hladín ultra tenkého rozdelenia pre 2S1 / 2 a 2P1 / 2 stavov atómu vodíka. V neprítomnosti vonkajšieho magnetického poľa je rozdiel energie medzi týmito úrovňami (baránka) 1058 MHz. Hlavnou charakteristikou úrovne 2S1 / 2 je, že ide o metastabilnú úroveň s časom života T2 S1 / 2 "0,1 s. Úroveň 2P1 / 2, zase krátkodobá, s časom života T2 P1 / 2 ~ 10-9 s.

nasledujúce označenia prijaté v práci, označuje 2S zložiek štátov, ktoré majú MJ \u003d +1/2, až B, komponenty s MJ \u003d -1/2. Zodpovedajúce 2P komponenty štátu sú označené e a f. Ako je zrejmé z obr. 7, dosiahnutím magnetického poľa hodnoty 535 a 605 g Štát B sa zmieša so štátmi E v prítomnosti externého elektrické pole Vďaka efektu buničiny. Tento proces sa často nazýva vypúšťanie metastabilného stavu 2S1 / 2. Tak, len uvádza A zostávajú v lúč, s MJ \u003d +1/2 a MI \u003d ± 1/2.

Rozdiel úrovní energie A + a E + a A- a E-, kde sa znamenajú "+" a "-" znamenajú znamenie prognózy protónovej rotácie (MI), je ~ 1600 MHz s magnetickým poľom 535 a 605 gs. Aplikácia, okrem magnetických a elektrických polí, vysokofrekvenčné pole s frekvenciou ~ 1600 MHz a nastavenie rozsahu magnetického poľa, ktorá sa má vypustiť na úrovni A + alebo A-. Tí.

vytvorte pozitívny alebo negatívny vektorovú polarizáciu lúča.

1 2 fotoaparát s pármi alkalických kovov Zdroj protónov na tvorbu tvarovania odstreďovania (ionizátor) je splnené atómy v (2S1 / 2). 8. Hlavné prvky polarizovaného zdroja na posun baránka.

Na obr. 8 predstavuje hlavné prvky polarizovaného zdroja na posunu jahňacieho mäsa. Ak chcete vytvárať metastabilné atómy, lúč protónov z ionizátora (1) prechádza cez komoru naplnenú pármi alkalických kovov (2), kde sa v dôsledku nabíjania a metabolickej interakcie vytvárajú atómy v 2S1 / metastabilnom stave. Potom zväzok metastabilných atómov vstupuje do odstreďovania (3), kde sa vyskytne vypúšťanie B stavov a vyberie sa jeden z dvoch a - 32 stavov. Na zdrojovom výstupe sa teda získa lúč s vektorovou polarizáciou.

Zdroje využívajúce laminové posun sa používajú hlavne ako zdroje polarizovaných protónov na nabité urýchľovače častíc.

Zásada fungovania zdrojov tohto druhu však bola široko používaná v oblasti polarizácie. Takéto zariadenia získali názov polarimetrov pomocou lanovky, a umožňujú meranie polarizácie nosníkov neutrálnych atómov a iónov s o niečo niekoľko stoviek elektrón-voltov s presnosťou približne 1%. Inštalácia opísaná najmä najmä bola použitá v priebehu merania polarizácie vodíkových a deutériových lúčov Anke ABS.

Výhody zdrojov využívajúcich posun baránka by mali zahŕňať relatívne jednoduchý dizajn, spoľahlivosť a nízke náklady. Tiež umožňujú získať protónové a deuteronové lúče s dostatočne vysokým (7080%) stupňa polarizácie. Hlavnou nevýhodou tohto typu zdrojov je však malá intenzita zriedka prekročená 0,5 mA. Je to intenzita malej lúča, ktorá ukladá obmedzenie používania LSS ako polarizovaných cieľov, pretože účinná hustota takéhoto cieľa bude ~ 105 atómov / cm2.

2.3 Zdroje s optickým čerpadlom (OPPIS) Zásada prevádzky zdrojov s optickým čerpadlom je nasledovná.

Protónový nosník od ECR9-Ionizátora (1, obr. 9) urýchľuje energiu niekoľkých kiloelektrór-voltov a vstupuje do komory neutralizátora naplneného párov alkalických kovov (2). Použitie kruhovo polarizovaného laserového žiarenia vám umožňuje vytvárať polarizáciu elektronicky elektrónovým kovom v atómoch alkalických kovov (optické čerpanie). Ďalej, v dôsledku nabíjacej a výmeny reakcie, lúčové protóny zachytávajú polarizované elektróny atómov alkalických kovov a tvoria neutrálne atómy v metastabilných 2S1 / 2 stavoch.

Na zachovanie elektronickej polarizácie metastabilných atómov je komora (2) v silnom pozdĺžnom magnetickom poli. Na výstupe neutralizátora sa teda vytvorí lúč neutrálnych atómov, polarizovaný elektronickým chrbtom.

Elektrónová cyklotrónová rezonancia - 33 laserom pre optické čerpanie kovového prenosu kovov kovu zabavenie polarizovaného zdroja protónov z elektrónového protónového ionizátora Atómu elektrónového alkalického (ECR-Ionizátora) pomocou kovového účinku Sona 1 2 3 Obr. 9. Princíp prevádzky zdroja s optickým čerpaním.

Základom vytvorenia jadrovej polarizácie je prenos elektrónovej polarizácie protónov alebo takzvaného efektu SonA. Jeho podstata je nasledovná.

Vzhľadom k tomu, lúč metastability atómov je polarizovaný elektronickým chrbtom, atómy sú prítomné v lúč len v stave 1 a 2 s anti-paralelným jadrovým rotáčom. S adiabatickým poklesom vonkajšieho magnetického poľa stavu 1 a 2 prejdite na stav 1 'a 2' (pozri obr. 10), ktorých jadrové chrbtky sú paralelné. Tak, na výstupe komory (3, obr. 9), zväzok metastabilných atómov získava jadrovú polarizáciu.

Ďalej sa zväzok polarizovaných metastabilných atómov spadne do ionizátora (4) alebo druhú komoru obsahujúcu dvojice alkalického kovu, kde sa Hi ióny vytvárajú v dôsledku interakcie výmeny nábojov. Jadrová polarizácia, ktorá mala lúč neutrálnych metastabilných atómov, pri zachovaní.

E 3 '2' 1 '4' B negatívna B pozitívna ryža. 10. Energetická hladina ultrafilského rozdelenia atómy vodíka v 2S1 / 2-stav ako funkcia vonkajšieho magnetického poľa.

Na produkcii OPPIS je teda zväzok polarizovaných protónov alebo H -ion s energiou v niekoľkých kiloelektrór-voltoch.

34 Hlavná aplikácia optických čerpacích zdrojov nájdených ako zdroje polarizovaných protónov pre rôzne urýchľovače. Typické, dnes, parametre OPPIS sú: prúdový prúd ~ 1 mA (pre DC zdroje) a polarizácia ~ 75%. Napriek dostatočne vysokej intenzite a polarizácii lúča sa však zdroje tohto typu zriedka používajú ako polarizované ciele, pretože Beam vytvorený ich má pomerne vysokú rýchlosť (~ 105 m / s), čo vedie k zníženiu účinnej cieľovej hustoty na 109 atómov / cm2.

2.4 Zdroje polarizovaných atómových nosníkov (Pabs) Myšlienka vytvárania zdroja polarizovaných atómov bola nominovaná normálnym F. Ramsemom v prevádzke. Jeho esencia spočíva v priestorovej separácii hyperfínových zložiek lúča v nehomogénnom magnetickom poli a následnej indukcii prechodov medzi hladinami rozdelenia hyperfínu.

vákuové čerpadlá Vákuové čerpadlá H2, D2 4 5 6 Accelerator Budovanie vákuových čerpadiel Vakuvné čerpadlá Obr. 11: Štrukturálna schéma zdroja polarizovaného atómového vodíka / deutéria. 1 regulátor prietoku plynu;

2 - Rádiofrekvenčný disociator;

3 je systém tvorby plynového prúdu (tryska, skimmer, kolimátor);

4 je prvá skupina magnetov oddeľujúcich odstreďovania;

5 je prvá skupina ultra tenkých prechodových blokov;

6 - druhá skupina magnetov na odstreďovanie;

7 je druhá skupina ultra tenkých prechodových blokov;

8 kumulatívna bunka (cieľ).

Hlavné prvky Pabs sú (pozri obr. 11):

· Prívod zariadenia a regulácia molekulárneho prietoku vodíka (H2) alebo deutéria (D2);

· Disociátor, kde molekuly H2 alebo D2 sú disociované do neutrálnych atómov;

· Systém tvorby plynových prúdov (tryska, skimmer, kolimátor);

· Systém tvorby polarizácie (magnety oddeľujúce odstreďovanie a ultra tenké prechodové bloky).

35 Na vytvorenie atómového vodíka alebo deutéria atómového lúča sa zvyčajne aplikuje rádiofrekvenčný disokiátor. Voľné elektróny sa zrýchlijú v elektromagnetickom poli s vysokou frekvenciou a vzrušujúcimi hladinami molekúl vodíka. Tento proces môže byť zastúpený takto:

H2 + E-+ DE® H2 + E - ® H + H + E -, * kde DE \u003d 8,8 EV je excitárna energia oscilačných hladín molekuly vodíka a deutéria.

Prietok molekulového vodíka (deutéria) sa zvyčajne mení v rozsahu od 0,5 do 2 mbar · l / s. Horná hranica je spôsobená poklesom stupňa disociácie pri vyšších nite. Je teda potrebné nájsť optimálne pracovné podmienky, za ktorých je maximálny stupeň disociácie a prietok plynu maximálny.

Lúč disociovaný na atómoch prechádza cez tvorba tvary plynového prúdu, menovite dýzou, skimmerom a kolimátorom. Teplota dýzy stabilizuje v oblasti 80 K, čo vám umožňuje získať distribúciu atómových komponentov lúča potrebného na maximálnu šírku pásma odstreďovania magnetov.

Po vytvorení lúča vstúpi do systému odstreďovania sekuncových magnetov, kde je atómová zložka oddelená orientáciou elektronického točenia. Štáty s projekciami elektronického odstreďovania MJ \u003d +1/2 a MJ \u003d -1/2 sú teda priestorovo oddelené v silnom nehomogénnom magnetickom poli. Výsledkom je, že atómová zložka s MJ \u003d -1/2 kvapká z lúča a odstráni sa čerpadlami, ktoré poskytujú čerpanie vákuovej komory.

Vytvoriť daný vektor alebo tenzor polarizáciu, t.j. Vytvorenie určitej populácie úrovní ultrathine delenia sa používa na excitáciu techniky v poliach rádiovej frekvencie.

Podstata tejto techniky je nasledovná. S priechodom lúča atómov cez oblasť magnetického poľa B a rádiového frekvenčného poľa s frekvenciou zodpovedajúcim energetickým rozdielom rozdielu rozdielu rozdielu ultrathine pre tento B, prechody medzi špecifikovanými hladinami sú nadšené. Keďže prechody medzi úrovňami delenia ultraxínu sú obojsmerné, je potrebné vylúčiť možnosť reverzných prechodov, ktoré vedú k depolarizácii lúča. Tento cieľ sa dosahuje pri indukcii prechodov v gradientovom magnetickom poli. Zároveň, pre atóm, ktorý sa pohybuje v takomto poli, podmienky pre prechod sa vyvíjajú len v obmedzenom priestore priestoru, kde frekvencia zodpovedá veľkosti poľa. Je dôležité, aby keď sa atóm pohyboval v tejto - 36 oblastiach, interakcia s fotónou bola jednorazová. To sa dosahuje výberom amplitúdy oblasti RF, ktorá určuje hustotu fotónov.

Zdroje polarizovaných atómových lúčov sa široko používajú tak pre injekciu polarizovaných protónov a deuterónov na urýchľovače a ako vnútorný cieľ plynu. Typické parametre pabs, dnes sú: intenzita lúča ~ 5 × 1016 atómov / s a \u200b\u200bpolarizáciou 8595%. Pri použití Pabs ako atramentový cieľ, účinná hustota takéhoto cieľa bude ~ 5 x 1011 atómov / cm2. V prípade injekcie lúča polarizovaných atómov v akumulačnej bunke umožňuje zvýšiť cieľovú hustotu zvýšenie o jednu alebo dve rády v porovnaní s jednoduchým prúdom plynu.

Pri vytváraní polarizovaného cieľa plynu pre jadrové telesné experimenty je teda zdroj polarizovaného atómového lúča najvhodnejším voľbou, medzi tými, ktorí diskutovali vyššie, pretože poskytuje vysokú hustotu a vysokú polarizáciu cieľa.

37 Kapitola 3.

Zdroj polarizovaného atómového vodíka a deutérium pre vnútorný cieľ plynného typu Anke spektrometer 3.1 Stručný opis návrhu na obr. 12 znázorňuje polohu Anke ABS na útulnom skladovacom krúžku medzi vychyľujúcim magnetom D1 a ANKE Spectrometrom D centrálny magnet D, ako aj špeciálna vákuová komora je určená na inštaláciu rôznych typov cieľov (kumulatívna bunka, Solid-State, Cluster a Pekný cieľ). Vzhľadom k tomu, priestor v kumulatívnom kruhovom tuneli je obmedzený, zdroj bude inštalovaný vertikálne. Takýto systém nastavenia je tiež zdrojom polarizovaného centrálneho ANK (D2) atómového vodíka a ANK ABS Deutéria Magnet (D1) Cieľová komora Obr. 12. Anke ABS a špeciálna vákuová komora na inštaláciu rôznych typov cieľov na útulných krúžkoch. Zdroj polarizovaného atómového vodíka a deuterium je umiestnený medzi vychyľujúcim magnetom D1 a centrálnym magnetom spektrometra D2. Útulný smer lúča zľava doprava.

38 umožní zdroj najbližšiemu centrálnemu magnetu spektrometra, ktorý je zase jedným z hlavných faktorov, ktoré určujú uhlové zachytávanie spektrometra.

Podrobný výkres ABS je znázornený na obr. 13. Vytvorený dizajn zohľadňuje skúsenosti s vytváraním a prevádzkou takýchto zdrojov v IUCF a Hermes / odssnosti, ale má nad nimi niekoľko výhod.

Medziľahlá príruba (7) medzi hornou a dolnou vákuovou komôr je pripevnená k ložiskovej moste spájajúcej jagnety D1 a D2 (pozri obr. 12). Takýto upevňovací prvok zaisťuje pohyb ABS a vákuovej komory akumulačnej bunky ako celku, počas posunutia centrálneho magnetu D2, a tiež pripúšťa rýchlu demontáž zdroja a nosného mostíka ako celku.

Ak chcete vytvoriť atómový atómový lúč atóm vodíka alebo deutéria, použije sa rádiofrekvenčný disokiátor (1, obr. 13). Rádiofrekvenčný výkon sa dodáva na paralelný LC-obrys z generátora s frekvenciou 13,56 MHz. Chladenie výtlačnej trubice je zabezpečené prúdom alkoholovej zmesi medzi dvoma vonkajšími koaxiálnymi trubicami väčšieho priemeru. Na stabilizáciu teploty dýzy v rozsahu 40100 K sa použil kryogederátor (2), pripojený k dýzu pomocou flexibilného medeného termálneho mostíka (3). Horná vákuová komora je oddelená dvomi pohyblivými hliníkovými oddielmi (4) o tri diferenciálne čerpacie stupne (I, II, III). Skimmer slúžiaci na tvorbu plynového prúdu je upevnený na oddeľovacej komore deliacej komory I a II. Konštrukcia hornej príruby umožňuje pohyb osi dýzy v porovnaní s osou skimmerov vo všetkých smeroch. Použitie pružného vysávača medzi prírubou disociácie a hornou prírubou vákuovej komory vám umožňuje meniť vzdialenosť medzi dýzou a skimmerom bez porušenia vákua. Na oddeľovacej komore oddielu II a III je nainštalovaný kolimátor, konečne tvoriaci prúd plynu.

Prvá skupina oddeľovacích sektorových magnetov (5) poskytuje, ako aj v klasickom experimente Stern-Gerloha, priestorové oddelenie lúča elektronickou chrbtom. V tomto prípade sa zložka s MJ \u003d +1/2 zameriava na silné nehomogénne magnetické pole sektorov a vstupuje do bloku ultra tenkých prechodov (6) a zložka s MJ \u003d -1/2 je rozostrená a odstránená čerpadlami, ktoré poskytujú vákuové komorové čerpadlo. Podperný blok (6), ako aj magnety (5), je pevne upevnený na centrálnej centrálnej prírube ABS (7), ktorá definuje celú zdrojovú geometriu.

39 III III I IV P Obr. 13. Kreslenie Anke ABS. Vysvetlenia sú uvedené v texte.

40 V IV kamere Existuje druhá skupina odstreďovania setsstruitívnych magnetov (8) a ďalšie ultra tenké prechodné bloky (9), ktoré sú zodpovedné za vytvorenie tranzorickej polarizácie deutériového lúča.

Nakoniec je znázornený prototyp skladovacej bunky (10), ktorý je plánovaný na použitie na útulnom kumulatívnom kruhu.

Na obr. 14 znázorňuje fotografiu Anke ABS a Polarimeter pomocou laboratória Lamb v laboratóriu IKP10.

Obr. 14. Foto ANKE ABS v laboratóriu. Výška hornej vákuovej komory je 80 cm.

Institut FR KERNPHYSIK, Forschungszentrum Jlich, D-52428 Jlich, Nemecko - 41 summing, môžeme povedať, že špecifickosť dizajnu diktovaného použitím zdroja podľa experimentálnych podmienok v urýchľovači (obmedzený prístup na údržbu, vážne obmedzenia Objemy pre experimentálne zariadenia atď.) Pozostáva:

· V kompaktnosti, ktorá vám umožní vytvoriť zdroj v obmedzenom priestore útulného tunela tunela a zároveň poskytnúť potrebný priestor pre systém ANKE Spectrometra.

· V mobilite zdroja pre rýchlu inštaláciu a demontáž na kumulatívny prsteň, ktorý vám umožní drasticky znížiť stratu urýchľovača pri výmene zdroja jedného z nelarizovaných cieľov (tuhý stav, klastra, cieľ pelety) V iných fyzikálnych experimentoch na Anke spektrometer.

3.2 Vákuový systém Jedným z hlavných faktorov určujúcich intenzitu atómového nosníka, a preto je hustota cieľa rýchlosť čerpania rozptýlených atómov a molekúl v prvej a druhej zdrojovej komory (I, II, pozri obr. 13 ). Interakcia zvyškového plynu s časticami lúča zničí smerový prúd atómov av konečnom dôsledku vedie k zníženiu hustoty cieľa. Aby sa minimalizovalo účinky rozptylových účinkov a uvoľnenie lúča na zvyškovom plyne v zdrojoch atómových nosníkov, sa používa výkonný diferenciálny čerpací systém, ktorý poskytuje vákuum v prvej a druhej komore pri 10-410-5 mbar.

3.2.1 Konštrukcia vákuovej komorovej objemovej objemovej abs sa skladá z dvoch valcových vákuových komôr, upevnených zhora a pod centrálnou nosnou prírubou (7, obr. 13) s rozmermi 40050050 mm3. Hrúbka steny horných a dolných vákuových komôr vyrobených z nehrdzavejúcej ocele sú rovnaké, 8 a 2,5 mm. Aby sa zabezpečilo diferenciálne čerpanie, horná váhaná komora má vnútorný priemer 390 mm je rozdelený do troch častí dvoma separačnými oddielmi. Na rozdiel od iných zdrojov sa separačné oddiely uskutočňujú pohyblivé, čo výrazne zjednodušilo postup pre optimalizáciu systému tvorby plynu.

Komplexný tvar oddielov je spôsobený túžbou zlepšiť vákuové podmienky v blízkosti trysky, skiméru a kolimátora a zabezpečiť maximum otvorený priestor Pre turnekulárne čerpadlá, ktoré produkujú čerpanie prvých a druhých vákuových komôr. Horné oddiely, oddeľujúce komory I a II, má - 42 diagnostické sklenené okno na pozorovanie a výmenu dýzy cez špeciálnu prírubu v komore II. Obe oddiely s priemerom 389 mm a 200 mm vysoké sú vyrobené z hliníka presným odlievaním. Napriek tomu, že hliníkové odlievanie má porézny povrch, počas práce neboli žiadne problémy spojené s zhoršujúcim sa vákuom v hornej vákuovej komore. Oddiely sa spracúvajú takým spôsobom, že vodivosť medzery, ktorá je nižšia ako 0,5 mm, medzi vnútorným povrchom vákuovej komory a povrchom oddielu je zanedbateľný. To umožnilo vyhnúť sa dodatočnej zhutňovacej a výrazne zjednodušili konštrukciu hornej vákuovej komory.

Obr. 15. Horný mobilný oddiel.

Sprievodcovia guľôčok upevnené na oddielu, posuvné pozdĺž vnútorného povrchu vákuovej komory vám umožňujú jednoducho presunúť oddiely pozdĺž osi lúča. Poloha spodného oddielu, na ktorej je kolimátor upevnený, sa môže meniť s dvoma mikrometrickými vákuovými vstupmi upevnenými na strednej ložiská prírube bez porušenia vákua.

Treba teda poznamenať, že použitie pohyblivých oddielov komplexný formulár povolený:

· Prvýkrát bolo možné kombinovať tri kroky zdroja v jednej vákuovej komore, čo výrazne znížilo svoje lineárne rozmery a znížil počet tesnení;

· Znížiť vzdialenosť od zdroja plynu do vákuovej pumpy a pomer "pasívneho" povrchu komôr na "čerpanie", čo viedlo k výraznému zlepšeniu čerpacích podmienok;

Ak má priložené pole E0 ľubovoľný smer, potom indukovaný dipól moment je ľahko nájsť z superpozície

Kde sú komponenty poľa vo vzťahu k hlavným osi elipsoidu. V úlohách roztrúsenia sú súradnicové osi zvyčajne vybrané pevné s ohľadom na padajúci lúč. Nech X je "y" z "- takýto súradnicový systém, kde smer distribúcie rovnobežne s osi Z". Ak incident svetlo

x "- polarizované, potom z optickej teorem, ktorú máme:

Na vykonávanie výpočtov podľa vzorca (2.2) je potrebné zapísať komponenty R v porovnaní s osami uskutočňovanými čiarami. Rovnosť (2.1) môže byť napísaná v maticovej forme:

Píšeme vektorové stĺpy a matrice v kompaktnejšej forme v súlade s nasledujúcim systémom označenia:

V týchto notácii má 2.3 nasledujúci formulár:

Komponenty ľubovoľného vektora F sa konvertujú podľa vzorca:

Kde atď. V dôsledku toho, z (2.5) a transformácie (2.6) máme:

tam, kde na základe ortogonality súradnicových osí inverzných do matrice je transponovaná matica. Polarizovateľnosť elipsoidu je teda detailovaný tenzor; Ak sú jeho komponenty špecifikované v hlavných osiach, jeho zložky v otočných súradnicových osiach sa môžu stanoviť vzorcom (2.8). Absorpčná časť pre incident - polarizované svetlo je jednoducho určené vzorcom:

Kde. Podobne, ak je padajúce svetlo polarizované, potom

Ak je amplitúda vektora

pre dipól, osvetlený -kolarizovaný svetlo, nahradiť do rovnice prierezu, potom získame rozptylový prierez

Kde sme využili totožnosť matricu. Podobný výraz prebieha pre prierez rozptylu a na jeseň - polarizované svetlo.

Aplikácia.

Polarizované svetlo ponúkané na ochranu vodiča pred svetlom svetlometu. Ak čelné sklo a svetlomety vozidla aplikujú film polaroidy s uhlom prechádzajúceho 45o, napríklad vpravo od vertikálu, vodič bude dobrý na to, aby videl cestné a protinádiská osvetlené vlastnými svetlometmi. Ale na palubných automobiloch polariad svetlomety budú prekrížené s polaroidom čelného skla tohto auta, a svetlomety protipohodu pôjdu von.

Dve prekrížené polaroidy tvoria základ mnohých užitočných zariadení. Prostredníctvom prekrížených polaroidov, svetlo neprechádza, ale ak umiestnite optický prvok medzi nimi, otáčaním polarizačnej roviny, môžete otvoriť cestu. Takže vysokorýchlostné elektro-optické modulátory svetla sú usporiadané. Používajú sa v mnohých technických zariadeniach - v elektronických radoch, optických komunikačných kanáloch, laserovej technike.

Takzvané fotochromné \u200b\u200bokuliare sú známe, tmavé v jasnom slnečnom svetle, ale nie sú schopné chrániť oči veľmi rýchlym a svetlým bleskom (napríklad počas elektrického zvárania) - proces stmievania je relatívne pomalý. Polarizované okuliare majú prakticky okamžitú "reakciu" (menej ako 50 μs). Ľahký svetlý blesk vstúpi do miniatúrneho fotodetektorov (fotodiodes), dodáva elektrický signál, pod činnosťou, ktorými sa okuliare stanú nepriehľadnými.

Polarizačné okuliare sa používajú v stereokonšnom, čo dáva ilúziu zlúčenín. Ilúzia je založená na vytvorení stereo párov - dva obrazy z rôznych uhlov zodpovedajúcich rohom pravým a ľavým okom. Sú považované za to, že každé oko videlo len obrázok určený pre neho. Obraz na ľavé oka sa premieta na obrazovku cez polaroid s vertikálnou osou šírky pásma a vpravo - s horizontálnou osou a presne ich kombinovať na obrazovke. Divák sa pozerá cez okuliare polaroid, v ktorých je os ľavej bázy je vertikálna a pravá horizontálna; Každé oko vidí len "jeho" obraz a stereofónny efekt sa vyskytuje.

Pre stereoskopickú televíziu sa používa spôsob rýchleho striedavého stmievania sklenených okuliarov synchronizovaný so zmenou obrázkov na obrazovke. Vzhľadom na zotrvačnosť zobrazenia sa vyskytne objemový obraz.

Polaroidy sú široko používané na uhasenie oslnenia zo skla a leštených povrchov, z vody (odráža z nich, svetlo je silne polarizované). Polarizované a svetelné obrazovky monitorov tekutých kryštálov.

Metódy polarizácie sa používajú v mineralógii, kryštalografii, geológii, biológii, astrofyzike, meteorológii pri štúdiu atmosférických javov.

Deuteron je jadro pozostávajúce z jedného protónu a jedného neutrónu. Študovanie vlastností tohto najjednoduchšieho jadrového systému (komunikačná energia Deuteron, rotácia, magnetická a kvadrupólka momenty) je možné zvoliť potenciálom opisujúcim vlastnosti nukleon-nukleon interakcie.

Vlnová funkcia Deuteron ψ (R) má vzhľad

je to dobrá aproximácia pre celú oblasť zmeny R.
Vzhľadom k tomu, točenie a parita Deuteron 1 +, jadro môžu byť v S-State (L \u003d 0 + 0) a ich chrbtice musia byť paralelné. Absencia Deuteron pridruženého stavu s odstreďovaním 0, hovorí, že jadrové sily závisia od chrbta.
Magnetický moment Deuteron v S-Core (pozri magnetický moment jadra) μ (s) \u003d 0,8796 um, v blízkosti experimentálnej hodnoty. Rozdiel môže byť vysvetlený malým prímesom state D (L \u003d 1 + 1) vo vlnovej funkcii Deuteron. Magnetický moment v stave D
μ (d) \u003d 0,1204 um n. Prísada štátu D je 0,03.

Prítomnosť nečistoty D-State a Quadruppole Moment na Deuterona svedčí o neccentrálnej povahe jadrových síl. Takéto sily sa nazývajú tenzory. Závisia od veľkosti projekcií spinov S 1 a S 2, jadra na smer jedného vektora zameraného z jedného nukleonu Deuteron do druhého. Pozitívnym kvadrupačným momentom Deuteron (predĺžený elipsoid) zodpovedá príťažlivosti nukleónov, flexibilného elipsoid - odpudzovanie.

Spin orbitálna interakcia sa prejavuje v zvláštnych rozptyl častíc s nenulovým točmi na neplarizovaných a polarizovaných jedál a rozptyl polarizovaných častíc. V nasledujúcom experimente sa môže detegovať závislosť jadrových interakcií o tom, ako sú orbitálne a chrbtové momenty nukleónu. Zväzok neleurizovaných protónov (chrbát s rovnakou pravdepodobnosťou sú zamerané na konvenčné rozprávanie "hore" (modré hrnčeky na obr. 3) a "down" (červené hrnčeky)) padá na cieľ 4 on. Spin 4 HE J \u003d 0. Vzhľadom k tomu, jadrové sily závisia od relatívnej orientácie orbitálnych momentov a odstreďovacích vektorov, nastane protónová polarizácia, t.j. Na ľavej strane je pravdepodobnejšie, že rozptyľuje protóny spätným "hore" (modré kruhy), pre ktoré LS, a na pravej strane pravdepodobnejšie, protóny so zadným "nadol" (červené kruhy) sú rozptýlené, pre ktoré LS. Počet protónov rozptýlených doprava a doľava je rovnaký, avšak, keď je rozptýlený na prvý cieľ, dochádza k polarizácii lúča - prevaha v lúča častíc s určitým smerom chrbta. Ďalej, ten správny lúč, v ktorom protóny dominujú späť "dole" spadne na druhý cieľ (4 on). Tiež ako pri prvom rozptylovom rozptylovi, protóny s odstreďovaním "hore", prezradené doľava a s chrbtom "nadol" rozptýlené hlavne na pravej strane. Ale pretože V sekundárnom lúča, protóny so zadným "nadol" prevládajú počas rozptylu na druhom cieli uhlová asymetria rozptýlených protónov vzhľadom na smer lúča padajúceho na druhý cieľ. Počet protónov, ktoré sú zaregistrované s ľavými detektormi, budú menšie ako počet protónov registrovaných správnym detektorom.
Výmenný kurz nukleon-nukleon interakcie sa prejavuje v rozptyľovaní neutrónov vysokých energií (niekoľko stoviek MeV) na protóny. Diferenciálny prierez rozptylu neutrónov má maximum rozptylu späť do S.TS.M., ktorý je vysvetlený výmenou nabitia medzi protónou a neutrónovou.

Vlastnosti jadrovej energie

1. Radius malej jadrovej sily (A ~ 1 FM).
2. Veľká hodnota jadrového potenciálu v ~ 50 meV.
3. Závislosť jadrových síl z točí interakčných častíc.
4. Tensor charakter interakcie nukleónov.
5. Jadrové sily závisia od vzájomnej orientácie odstreďovania a orbitálnych momentov nukleonu (toč-orbitálne sily).
6. Jadrová interakcia má vlastnosť nasýtenia.
7. Účtovať nezávislosť jadrových síl.
8. Spoločná povaha jadrovej interakcie.
9. Príťažlivosť medzi jamkami na veľkých vzdialenostiach (R\u003e 1 FM) sa nahrádza repelentným na malé (r< 0.5 Фм).

Potenciál nukleon-nukleon má formulár (bez výmenného člena)

B.1 Úvod.

B.2 Kumulatívne častice.

V.Z Opis polarizovaných stavov častíc s odstreďovaním 1 5 V.4 Stručný prehľad údajov o reakcii deuteronovej fragmentácie reakcie na kumulatívne protóny.

V.5 Cieľ a štruktúra dizertačnej práce.

Nastavenie experimentu

1.1 Motivácia.

1.2 Experimentálna inštalácia.

1.3 Metodické merania a modelovanie

1.4 Organizácia a princíp spúšťača.

Ii softvér

II. 1 úvodné komentáre

11.2 Systém zberu a spracovania údajov QDPB

11.3 Konfigurovateľné prezentácie a zariadenia

11.4 Nástroje na predkladanie údajov závislé od relácie

11.5 Systémový systém DAQ.

II. 6 Systémy zberu údajov polarimeter.

W Experimentálne výsledky a diskusia

III. 1 Analýza systematických zdrojov chýb.

111.2 Experimentálne údaje.

111.3 Diskusia o experimentálnych údajoch.

Odporúčaný zoznam dizertačných

• Štúdium dopadu na odstreďovanie a izospínom pri narodení kumulatívnych častíc 2007, doktor fyzických a matematických vied Litvinenko, Anatoly Grigorievič

• Štúdium interakcií polarizovaných deuterónov s protónmi a jadiermi v oblasti impulznej oblasti 0,7-9,0 GeV / s 2006, doktor fyzických a matematických vied erygin, Vladimir Petrovich

• Študovanie uhlovej závislosti analyzujúcich schopností reakcií -DD → 3HEN a -DD → 3H p pri energii Deuteron 270 MeV 2007, kandidát fyzických a matematických vedy Yanek, Marian

• Tensor analyzujú schopnosť Ayy v reakciách A (D, P) X a A (D, D) X pri 9 GEV / C a deuteron štruktúry pri nízkych vzdialenostiach 1998, kandidát na fyzické a matematické vedy ladygin, Vladimir Petrovich

• Štúdium analýzy schopností AY, AYY a AXX Reakcie elastického rozptylu Deuteron-Proton na Energies 880 a 2000 MeV 2010, kandidát na fyzické a matematické vedy Kurilkin, Pavel Konstantinovich

Dizertačná činnosť (časť autora je abstraktu) na tému "Meranie teploty analyzujúcej kapacity T20 v deuteronovej fragmentačnej reakcii na pivoce pod nulovým uhlom a vývojom softvéru pre systémy zberu údajov o polarizovaných lúčoch"

B.1 Úvod

Dizertačná práca prezentuje experimentálne výsledky meraní kapacity analýzy Tensorov T20 v fragmentačnej reakcii tenzne polarizovaných deuterónov do kumulatívnej (nedostatočnej prahovej) pivonky. Merania sa uskutočnili spoluprácou sféry na lúč tenzne polarizovaných deuterónov urýchľovacieho komplexu vysokých energií spoločného ústavu pre jadrový výskum (LVE JINR, DUBNA, RUSKO). Štúdium pozorovaného polarizácie poskytuje podrobnejšie, v porovnaní s reakciami s neĺzavými časticami, informácie o hamiltonovej interakcii, mechanizmoch reakcie a štruktúry častíc zapojených do reakcie. K dnešnému dňu, otázka vlastností jadier na vzdialenosť, menšia alebo porovnateľná s veľkosťou nukleónu, nie je dobre zrozumiteľná s experimentálnymi aj teoretickými názormi. Deuteron všetkých jadier má osobitný záujem: Po prvé, je to najdôležitejšie jadro s experimentálnymi aj teoretickými názormi. Po druhé, pre Deuterona, pokiaľ ide o najjednoduchšie jadro, je jednoduchšie riešiť reakčné mechanizmy. Po tretie, Deuteron má netrivovú spinovú štruktúru (odstreďovanie sa rovná 1, a nonzero quadrupólový moment), ktorý poskytuje široké experimentálne možnosti na štúdium odstreďovania. Program merania, v rámci ktorého sa získajú experimentálne údaje uvedené v dizertačnej práci, je prirodzeným pokračovaním štúdií štruktúry atómové obilniny V reakciách s narodením kumulatívnych častíc v kolízii nepolarizovaných jadier, ako aj polarizáciou pozorovanou v reakcii kolapsu Deuteronu. Experimentálne údaje prezentované v dizertačnej práci vám umožňujú pohybovať sa v chápaní štruktúry odstreďovania Deuteron v malých medzihodnotených vzdialenostiach a informácie o komplementom o deuteronovej štruktúre získanej v experimentoch s leptonom sondou a pri štúdiu reakcie kolapsu tenzneho polarizácie Deuterons, a preto sú relevantné. Doteraz sú údaje uvedené v dizertačnej práci jediné, pretože na vykonávanie takýchto štúdií, lúče polarizovaných deuterónov s energiou v niekoľkých GeV, ktoré v súčasnosti av najbližších rokoch budú k dispozícii len na komplexe SPE Accelerator Complex, kde prirodzene pokračovať v štúdiu v určenom smere. Uvedené údaje boli získané v zložení medzinárodnej spolupráce, oznámené na viacerých medzinárodných konferenciách, ako aj zverejnených v receptovaných časopisoch.

Ďalej, v tejto kapitole poskytneme potrebné informácie o kumulatívnych časticiach potrebných na ďalšiu prezentáciu, definície použité v opise pozorovanej polarizácii, ako aj krátka recenzia Výsledky známe v literatúre o reakcii kolapsu deuterónov.

B.2 Kumulatívne častice

Štúdie zákonov narodenia kumulatívnych častíc sa vykonávajú od začiatku sedemdesiatych rokov XX storočia ,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,, Štúdium reakcií s narodením kumulatívnych častíc je zaujímavé, že poskytuje informácie o správaní vysokého impulzu (\u003e 0,2 GEV / c) zložiek v fragmentácii jadier. Tieto veľké vnútorné pulzy zodpovedajú malým (< 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, kde sú sekcie veľmi malé.

Po prvé, definujeme, že bude ďalej chápaný pod pojmom "kumulatívna častica" (pozri napríklad a odkazy v ňom). Častica s narodením v reakcii:

AG + AC. ^ C + X, (1) sa nazýva "kumulatívne", ak sú splnené tieto dve podmienky:

1. Častica C sa narodila v kinematickom regióne, neprístupná v kolízii voľných jadier, ktoré majú rovnaký impulz na nukleóne ako jadro AI a AC v reakcii (1);

2. Častica C patrí k oblasti fragmentácie jednej z kolidických častíc, t.j. musia byť vykonané

Ul, - yc \\ t< \YAii - Ус| , (2) либо

Ya "-ye

Ya "- yc" - ye - ye - ye + yai - yai \\ t (štyri)

Z experimentálnych údajov nasleduje (pozri napríklad ,,,,,,,,, na experimenty na pevnom cieli, tvar spektra kumulatívnych častíc slabo závisí od energie kolízie, počnúc energiou incidentov častíc \u003e 3-IV. Toto vyhlásenie je znázornené na obr. 1, reprodukovaná z práce, ktorá ukazuje závislosť od energií incidentského protónu: (b) vzťah pivoníc rôznych znakov 7g ~ / 7g + a (a) parameter spektra spektra, potom pre Aproximácia EDA / DP - s exer (-) časť narodenia kumulatívnych pivoniek meraných v uhle 180 °. To znamená, že nezávislosť tvaru spektra z primárnej energie začína rozdielom rýchlosti kolíznych častíc yaii - yai\u003e 2.

Ďalším zavedeným vzorom je nezávislosť spektra kumulatívnych častíc z typu častíc, na ktorej dochádza k fragmentácii (pozri obr. 2).

Vzhľadom k tomu, dizertačná práca diskutuje experimentálne údaje o fragmentácii polarizovaných deuterónov do kumulatívnych pivoniek, potom podrobnejšie vzory stanovené v reakciách s narodením kumulatívnych častíc (závislosť od atómovej hmoty fragmentácie jadier, závislosť od rôznych registrovaných častíc atď.) Nesmie sa diskutovať. V prípade potreby sa nachádzajú v hodnotení: ,,,,,

Obr. 1: Závislosť od energie incidentového protónu (TR) (A) inverzného parametra sklonu je potom a (b) pomer výstupov TT ~ / TT +, ktorý je integrovaný z energie pivnipu 100 meV . Obrázok a údaje označené kruhmi, prevzaté z práce. Údaje označené trojuholníkmi sa uvádzajú z práce.

V.W. Popis polarizovaných stavov častíc s odstreďovaním 1

Pre pohodlie ďalšej prezentácie predstavujeme stručný prehľad konceptov, ktoré sa používajú pri opise častíc reakcií s odstreďovaním 1.

V obvyklých experimentálnych podmienkach je časticový súbor s odstreďovaním (lúč alebo cieľ) opísaný matricou hustoty P, ktorých hlavné vlastnosti sú nasledovné:

1. NORMÁCIA SP (/ 5) \u003d 1.

2. Hermitickosť p \u003d p +.

Súčasný experiment G REFERENCE 6

F-1-1-1-1 f Tento experiment

T ▼ ▼

L-S O - SI - R K F D SHO

Kumulatívne rozsiahle premenné XS

Obr. 2: Závislosť prierezu zrodeného z kumulatívnych častíc z kumulatívnych rozsiahlych variabilných XS (57) (pozri odsek III.2) na fragmentáciu lúča deuterónov na rôznych cieľoch u pivoniciach pod nulovým uhlom. Kresba je prevzatá z práce.

3. Priemer operátora sa vypočíta ako (O) \u003d SP (OP).

Polarizácia súboru (pre definitívy - lúč) Častice s odstreďovaním 1/2 je charakterizované smerom a stredná veľkosť späť. Čo sa týka častíc s odstreďovaním 1, by sa mali rozlíšiť polarizácia vektora a tenzorov. Termín "Tensor Polarizácia" znamená, že opis častíc s odstreďovaním 1 používa Tensor druhého hodnosti. Všeobecne platí, že častice odstreďovania sú opísané Tensorom Rodíka 21, takže pre I\u003e 1 je potrebné rozlíšiť parametre polarizácie 2., 3. radov atď.

V roku 1970 bol tzv. Madisonský dohovor prijatý na 3. medzinárodnom sympóziu o polarizačných fenomede, ktoré upravuje najmä označenia a terminológiu pre polarizačné experimenty. Pri zaznamenávaní jadrovej reakcie A (A, B) na častice, ktoré reagujú v polarizovanom stave alebo, ktorého polarizačný stav, ktorého je pozorované, šípky sú uvedené. Napríklad záznam 3H (C \u003d, p) 4 neznamená, že nelarizovaný cieľ 3h je bombardovaný polarizovanými deuterónmi D a že je pozorovaná polarizácia výsledných neutrónov.

Keď sa hovorí, že merať polarizáciu častíc B v jadrovej reakcii, sa vzťahuje na proces A (A, B) v, t.j. V tomto prípade nie sú zväzok a cieľ polarizovaný. Parametre, ktoré opisujú zmeny v priereze reakcie, keď je lúč alebo cieľ (ale nie obidva) polarizované, nazývané analyzujúce schopnosti reakcie formy A (A, B). Okrem špeciálnych prípadov, polarizácie a analyzujúcich schopností by teda mala byť jasne rozlíšená, pretože charakterizujú rôzne reakcie.

Reakcie typu A (A, B) B, A (A, B) B atď. Nazývané reakcie na prenos polarizácie. Parametre Väzbové odstreďovanie častíc B a častice o sa nazývajú koeficienty polarizácie.

Termín "spin korelácie" sa vzťahuje na experimenty na štúdiu reakcií formy A (A, B) B a (A, B) B av druhom prípade, polarizácia oboch výsledných častíc by sa mala merať v rovnakej udalosti.

V experimentoch s lúčom polarizovaných častíc (meranie analyzujúcich schopností) v súlade s Dohovoru Madison je osi Riadiť impulzom častíc KJN zväzkov, osi Y - podľa K (p x Kout (tj kolmý na Reakčná rovina) a os x by mala byť nasmerovaná tak, že koordinačný systém získaný je správnosť.

Polarizačný stav systému častíc so spinom / môže byť plne opísaný (21 + 1) 2 - 1 parametre. Tak, pre častice s odstreďovaním 1/2, tri parametre PI tvoria vektor p, nazývaný polarizačný vektor. Výraz, pokiaľ ide o odstreďovanie prevádzkovateľa 1/2, označený SG, nasledovné:

PI \u003d FA), I \u003d X, Y, Z, (5), kde rohové konzoly znamenajú priemerovanie nad všetkými časťami súboru (v našom prípade - lúč). Absolútna hodnota R je obmedzená< 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.

Vzhľadom k tomu, polarizácia častíc so spinom 1 je opísaný Tensorom, jej prezentácia sa zloží a stáva sa menej vizuálnym. Polarizačné parametre sú niektoré pozorované hodnoty otočného operátora 1, S. Dva rôzne sady definícií sa používajú pre zodpovedajúce parametre polarizácie - karteziánskych tensorových momentov PI, Pij a TKQ Spin Transors. V kartezijských súradniciach, podľa Madisonského dohovoru, parametre polarizácie sú definované ako

PI - (Si) (vektorová polarizácia), (7) 3 SH - - (SISJ + SJSI) - 25IJ (TENSOR POLOHAIZÁCIA), (8) Kde je prevádzkovateľom Spin 1, G, J - X, Y, g. pretože \u003d 5 (5 + 1) \u003d 2, (9) máme pripojenie

PXX + PYY + PZZ \u003d 0. (10)

Tenzorová polarizácia je teda opísaná o päť nezávislých hodnôt (RHX, RU, RUU, PXZ, PYZ), ktorý spolu s tromi zložkami polarizačného vektora poskytuje osem parametrov na opis polarizovaného stavu častíc s odstreďovaním 1. Zodpovedajúca matrica hustoty môže byť zaznamenaná ako:

P \u003d (1 + + SJSI)). (jedenásť)

Opis polarizačného stavu v rámci tenzorov rotácie je vhodný, pretože sú jednoduchšie, ako sú cartesans prevedené na rotácie súradnicového systému. Spin Tranzor sú prepojené nasledujúcim vzťahom (pozri): TKQ - N Y, (Kiqik2q2 Kq) Ikiqiik2QZ\u003e (12)

9192, kde Q K2Q2 Kq) - Clebsha-Gordánsko koeficienty a N je normalizačný koeficient, zvolil sa, aby sa stav vykonával

Sp (MU) \u003d (2s + L) 6KKL6QQI. (13)

Nižšie odstreďovacie momenty sú rovnaké:

Y \u003d 1 5 HO - SZ, H-1 \u003d ^ (SX - isy).

Pre zadnú časť I index na spustenie hodnôt od 0 do 21, A | D |< к. Отрицательные значения q могут быть отброшены, поскольку имеется связь tk q = (-1)Ч*к + . Для спина 1 сферические тензорные моменты определяются как

Teda vektorová polarizácia je opísaná o tri parametre: platný TW a komplex £ C C a Tensor Polarizácia - Päť: Platné £ 20 a komplexné ^ B Ahoj

Ďalej zvážte situáciu, keď má spinový systém axiálnu symetriu s ohľadom na os ((označenie L bude odísť do súradnicového systému spojeného s posudzovanou reakciou, ako je opísané vyššie). Takýto špeciálny prípad je zaujímavý, pretože nosníky zo zdrojov je zaujímavé polarizovaných iónov zvyčajne majú axiálnu symetriu. Predstavte si stav ako nekoherentnú zmes obsahujúcu podiel N + častíc s točmi pozdĺž C, frakcia AL častíc s točmi a frakciou žiadnych častíc s otočeniami je rovnomerne distribuované v smeroch V lietadle kolmej v tomto prípade sú len dva polarizačné nosníky odlišné od nuly, t0 (alebo p ^) a T2O (alebo p ^). Os kvantizácie pošleme pozdĺž osi symetrie £ a nahradiť v notácii T až G a Z na (. Je zrejmé, že (5 ^) sa jednoducho rovná n + - n- a v súlade s (15) a (7): \\ t

15) Vektorová polarizácia), T2I \u003d - ^ ((SX + ISY) SG. + SG (SX + ISY)), T22 \u003d F ((SX + ISY) 2) Tensorová polarizácia).

17) (N + - N-) (vektorová polarizácia).

Z (16) a (8) to vyplýva

T20 \u003d ^ \u003d (1 - 3NQ) alebo RCC \u003d (1-ZA), kde sa používa, že (n + + n-) \u003d (1 - NO).

Ak chýbajú všetky momenty 2. radu (n0 \u003d 1/3), hovoria čisto vektorová polarizácia lúča. Maximálne možné polarizačné hodnoty takéhoto lúča TG0AKs- - U2 / 3 alebo (19) Rmax. 2 / S (Pure vektorová polarizácia).

Pre prípad čisto tenzorovej polarizácie (TV \u003d 0) z rovníc (17) a (18) dostaneme

-\/5<Т2О<-7= ИЛИ (20) л/2

2 < рсс < +1 .

Dolná hranica zodpovedá NO - 1, hornej - AG + \u003d AL \u003d 1/2.

Vo všeobecnom prípade môže byť os symetrie £ polarizovaného lúča zo zdroja náhodne orientovaná s ohľadom na súradnicový systém XYZ spojený s posudzovanou reakciou. V tomto systéme exprimujte momenty. Ak je orientácia osi (definovaná uhlom / 3 (medzi osami Z a C) a F (otáčanie na -F okolo osi Z, os C v rovine YZ), ako je znázornené na obr., 3 a V systéme z polarizácie lúča sa rovná T20, potom Tenzorové momenty v systéme XYZ sú rovnaké:

Vektorové momenty: Tensor Moments:

10 \u003d R10COS / 3, T20 \u003d -7P (3cOS2 /? - 1), (21) ITN \u003d ^ Lsin / FE4 * -. T2L \u003d SINPCOSRE (F, L / 2 L / 2

Vo všeobecnom prípade je invariantná časť A \u003d EDA / DP reakcia A (A, B) B zaznamenaná vo forme: ART \u003d AO (EtKqNQ). (22) k, q

Hodnoty TKQ sa nazývajú schopnosti analyzujúce reakcie. Dohovor Madison odporúča označovať schopnosti Tensor Analyzovanie ako TKQ (sférické) a A; LU (Cartesian). Štyri analyzujúce schopnosti - Vector GTC a Tensors, T2 a T22

Obr. 3: Orientácia osi symetrie £ polarizovaného lúča vzhľadom na súradnicový systém XYZ spojený s reakciou, XZ je reakčná rovina (3 - uhol medzi osami Z (smer dopadajúceho lúča) a otáčaním na -F okolo osi Z vedie os osi £ do roviny YZ.

Sú platné kvôli zachovaniu parity a T. \u003d 0. Vzhľadom na tieto obmedzenia, rovnica (22) má formu: SG \u003d<70-.

V karteziánskych súradniciach je rovnaký úsek zaznamenaný vo formulári:

3 1 2 1 A - Sto TKQ, (25) I.E. Možnosť analýzy vektora sa rovná polarizácii v reverznej reakcii: GTI \u003d G ^ RNEUCHANTY- ALEBO AU \u003d, (26), ale pre tenzorový bod TC sa označenie zobrazí:

T2L \u003d - ^ R. Rovkts. ^ (2?)

Pre elastický rozptyl, keď je reakcia identická s jej opačnou, vektorová polarizácia je rovnaká schopnosť vektorovej analýzy. V niektorých prácach na štúdium rozptylu polarizovaných častíc sa preto merania polarizácie označujú, keď sa prísne povedané, analyzujúca schopnosť. Avšak, pre elastický rozptyl deuterónov, je potrebné rozlišovať medzi analýzou schopnosťou a polarizáciou 21 GBP v dôsledku rozdielu v znamení.

V.4 Stručný prehľad údajov o reakcii fragmentácie deuteronu do kumulatívnych protónov

Stručne zhrnúť prvé výsledky štúdia reakcie fragmentácie deuteronu do protónov D (PD\u003e 1 GEV / C) + a p (® \u003d 0 °) + x, (28), pretože sa budú vyžadovať pri meraní dizertačnej práce a diskusie získané výsledky.

Dvadsať rokov reakčných štúdií (28) s polarizovanými a neoperalizovanými deuterónmi sa nahromadilo veľké množstvo experimentálnych údajov, ktoré iniciovali vznik radu teoretických modelov zameraných na opis deuteronovej štruktúry a reakčného mechanizmu. Táto reakcia má najväčšiu v porovnaní s fragmentáciou iným hadrónom, časť a vizuálnu interpretáciu v rámci pulznej aproximácie. V tomto prípade sa hlavný príspevok k priesevu poskytuje divák mechanizmus, ktorý je znázornený diagramom znázornenými na obr. štyri.

Obr. 4: Spekačný diagram pre fragmentáciu Deuteron na protón.

Pre dvojzložkovú (S- a D-Wave) funkcie vlny DEUTERON (ďalej len "WFD"), diferenciálny sekcia (EDA / DP) a kapacita TENSOR analyzovania T20 je napísaná takto: \\ t

E ~ (p) ^ (U2 (K) + W2 (K)) ,. , 2U (K) W (K) -W2 (K) / V2 DA U2 (K) + W2 (K)

Tu p je impulz detekovanej protónovej a W radiálnych zložiek WFD pre S- a D-vlny. Vzhľadom na zásadnú úlohu relativistických účinkov sa pripojenie variabilného K, ktorého zohráva úlohu vnútorného nukleonového impulzu v Deuteron, s impulzom protónovej zaznamenanej závisí od spôsobu opisovania deuteronu. Je to spôsobené zásadou neschopnosti rozdeliť, presunúť pohyb centra hmotnosti a relatívneho pohybu v systéme častíc s relativistickými rýchlosťami. Všeobecne povedané, spôsob relativizácie WFD, t.j. Spôsob účtovania relativistických účinkov je jedným z hlavných rozdielov medzi teoretickými modelmi použité na opis reakcie (28). Preto pri porovnávaní experimentálnych údajov s teoretickými modelmi bude špecificky špecifikovaná konkrétna metóda pre súvislosť federálneho štátneho podniku, tu sa budeme spoľahnúť na takzvanú minimálnu relativifikačnú schému. Minimálna relativifikačná schéma sa nazýva posudzovanie WFD v dynamike na svetlom prednej strane s pevným výberom smeru svetla (Z + T \u003d 0). Tento prístup bol zrejme prvýkrát navrhnutý a bol široko používaný v opise zlúčeniny relativistických systémov (pozri napríklad ,,,). V tomto prístupe je impulz detekovaného protónu a vnútorný impulz do nukleónu v Deuteronom spojené s vzťahom: t, m - hmotnosť protónu a deuteron, p, d sú ich trojrozmerné impulzy. Funkcia vlny využíva nerelatativistické funkcie v závislosti od A; a vynásobený normalizačným koeficientom 1 / (1 - a).

Prierez fragmentácie neoperalizovaných deuterónov do protónov pod nulovým uhlom sa skúmala v rozsahu od 2,5 do 17,8 GEV / s impulzom primárnych deuterónov v dieloch ,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,,, Všeobecne platí, že získané experimentálne spektrá sú dobre opísané špecifikáciou.

32) Travný mechanizmus s použitím všeobecne akceptovaných WFDS, ako je RAID alebo Paríž.

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 K. GEV / C.

Obr. 5: Distribúcia nukleónov na relatívnych impulzoch v Deuterone, extrahované z experimentálnych údajov pre rôzne reakcie s účasťou Deuteron. Kresba je prevzatá z práce.

Takže z obr. 5 Je možné vidieť, že impulzové distribúcie nukleónov v Deuterone, extrahované z údajov pre reakcie: Neelastický rozptyl elektrónov na Deuteron D (E, E) X, elastický protónový deuteron rozptyl Späť p (d, p) d, a kolaps Dateton. S výnimkou intervalu vnútorných impulzov na 300 až 500 MeV / s, údaje sú opísané mechanizmom divákov pomocou Parížskeho WFD. Na vysvetlenie rozpor v určenej oblasti sa priťahujú ďalšie mechanizmy. Najmä , Účtovanie príspevku z spracovania pivonky v prechodnom stave, umožňuje uspokojivo opísať údaje. Neistota vo výpočtoch je však približne 50% v dôsledku neistoty v poznatkoch vertexovej funkcie IRN, ktorá okrem toho S takýmito výpočtami by mala byť známa mimo hmotnostného povrchu. V práci na vysvetlenie experimentálneho spektra sa zohľadnil skutočnosť, že pre veľké vnútorné impulzy sa zohľadnili (t.j. Malý Internecclock

0.4 1.2 2.0 2. V INN - 0,2 / K) sa môžu objaviť nestarné stupne slobody. Najmä šesť-estant zložka 6q bola zavedená v určenej práci, ktorej pravdepodobnosť bola ~ 4%.

Treba teda poznamenať, že všeobecne spektrá protónov získaných fragmentáciou deuterónov do protónov pod nulovým uhlom je možné opísať na vnútorné impulzy ~ 900 meV / s. Zároveň je potrebné vziať do úvahy nasledovné po impulznej aproximácii diagramu alebo upraviť RSV, pričom sa zohľadní možný prejav nevýbuchových stupňov slobody.

Polarizácia pozorovaná pre reakciu Deuteron je citlivá na relatívny príspevok zložky WFD, zodpovedajúcim rôznym uhlovým momentom, teda experimenty s polarizovanými deuterónmi poskytujú ďalšie informácie o štruktúre deuteron a reakčných mechanizmov. V súčasnosti existujú rozsiahle experimentálne údaje o kapacite TENSOR analyzovania T20 pre reakciu kolapsu polarizovaných deuterov. Zodpovedajúci výraz v mechanizme divákov je uvedený vyššie, pozri (30). Experimentálne údaje pre TAD, získané v dieloch ,, znázornené na obr. 6, kde je možné vidieť, že už počínajúc z vnútorných impulzov rádovo 0,2 -f-0,25 GEV / C údaje nie sú opísané všeobecne akceptovaným dvojzložkovým rámcom WFD.

Účtovníctvo interakcie v konečnom stave zlepšuje dohodu s experimentálnymi údajmi na impulzy približne 0,3 GeV / s. Účtovanie príspevku šiestich kvasných zložiek v Deuteron vám umožňuje opísať údaje do vnútorných impulzov rádu 0,7 GeV / s. Správanie T20 pre impulzy rádu 0,9 -f-1 GEV / C je najlepšie v súlade s výpočtami v rámci CCD podľa spôsobu zníženej nukleárnej amplitúdy, ktorá berie do úvahy antisymtriu kvarkov z rôznych jadier. Tak, tým, že zhrnutím vyššie uvedeného:

1. Experimentálne údaje pre prierez fragmentácie neoperizovaných deuterónov na protóny pod nulovým uhlom je možné opísať ako súčasť nukleonového modelu.

2. Údaje pre T20 Doteraz sú opísané len so zapojením nezmyselného stupňa slobody.

V.5 Cieľová a dizertačná štruktúra

Účelom tejto dizertačnej práce bolo získať experimentálne údaje o kapacite analýzy T20

TA, pre DF * 12C-\u003e P (O ") + X

0 200 400 600 800 1000 K (MeV / C)

Obr. 6: Tensor analyzuje schopnosť T2O kolapsu Deuteronu. Kresba je prevzatá z práce.

60) Fragmentácia Tenzor polarizovaných deuterónov do kumulatívnych (podggrown) pivonky pod nulovým uhlom na rôznych cieľoch, ako aj stvorenia softvér Pre systémy na zber údajov pre experimentálne inštalácie, vodivé polarizačné merania v komplexe LVE Accelerator Complex.

Štrukturálna dizertačná práca sa skladá z úvodu, troch kapitol a odňatia slobody.

Podobná dizertačná práca v špeciálnej "fyzike atómových jadier a elementárnych častíc, 04/01/16 CIFR WAK

• Študovanie uhlovej závislosti analyzujúcich schopností DD → 3HP reakčnej kapacity v energiách 200 meV 2010, kandidát na fyzické a matematické vedy Kurilkin, Alexey Konstantinovich

• Meranie Tensor a vektorové analyzujúce schopnosti neelastického rozptylu polarizovaných deuterónov na protóny v oblasti excitácie energizovania ropyrsovej rezonancie a delta-isobara 2001, kandidát na fyzické a matematické vedy Malinina, Lyudmila Vladimirovna

• Hmotnostné spektrum rovnice Bethet-solpiter a relativistické účinky v rozptyl protón-deuteron 2001, kandidát na fyzické a matematické vedy Semich, Sergey Sergeevich

• Štúdium analyzujúcich schopností reakcií DD → PX a D12C → PX pri medziľahlých energiách 2011, kandidát na fyzické a matematické vedy Kiselev, Anton Sergeevich

• Vytvorenie polarizovaného cieľa plynného vodíka pre ANKE Experiment na vnútornom lúč útulných akceleračných krúžkov 2007, kandidát na fyzické a matematické vedy Grigoriev, Kirill Yuryvich

Uzavretie dizertačnej práce na tému "Fyzika atómového jadra a elementárnych častíc", Isupov, Alexander Yuryvich

Záver

Formulujeme hlavné výsledky a závery dizertačnej práce:

1. Prvýkrát sa rozsah kapacity T2O T2O meral v reakcii D + A -7g ± (@ \u003d 0 °) + x fragmentácia tenzne polarizovaných deuterónov do kumulatívnych pivoniek pod nulovým uhlom v dvoch produkciách:

S pevným impulzom poníka \u003d 3,0 GEV / C pre pd deuteron impulzov v rozsahu od 6,2 do 9,0 GeV / s;

S pevným impulzom deuterónov RA \u003d 9,0 GEV / C pre impulzy RTG PEONIES v rozsahu od 3,5 do 5,3 GeV / s.

2. Nameraná hodnota TENSOR analyzujúcej kapacity T20 nezávisí od atómovej hmoty a jadier cieľa v intervale A \u003d 1 - ^ - 12.

3. Nameraná hodnota T2O nezávisí od znamenia registrovaného pivonku.

4. Nameraná hodnota T20 je dokonca kvalitatívne nie je opísaná v súčasnosti teoretické výpočty v pulznej aproximácii v modeli nukleonu Deuteron.

5. Bol vytvorený distribuovaný systém zberu a spracovanie dát QDPB, ktorý poskytuje základ pre budovanie systémov zberu údajov pre experimentálne inštalácie.

6. Na základe systému QDPB bol vytvorený systém získavania údajov, sféru DAQ v 8 zasadnutiach na výstupných strapkách synchrophasotronu a Nuclotron LVE.

7. Na základe systému QDPB boli vytvorené systémy zberu údajov ,, lve polarimeters: vysoká energia na zásuvke zavádzanej, ako aj na vnútornom cieli nukleon-vektorového polarimetra a následne - vektor-tenzor polarimeter.

Na záver by som chcel poďakovať vedeniu laboratória vysokých energií a osobne AI Malachov, ako aj zamestnancom urýchľovača a zdroja Polaris, po mnoho rokov zabezpečenie možnosti vykonávania experimentálnej práce, ktorých výsledky boli základom dizertačnej práce.

Prinášam hlbokú vďačnosť mojim vedeckým lídrom - A. GLITVINENKO, bez toho, aby táto dizertačná práca nebola vykonaná v práci a podpore v živote, a LS Zolin, iniciovať formulovanie popísaných experimentov a mnoho technických vývojov v tejto práci.

Domnievam sa, že je príjemná potreba vyjadriť svoje úprimné vďaka Ii Migulina za morálnu podporu, ktorú nie je možné preceňovať, ako aj na mnoho rokov práce v zložení spolupráce sféry, ktorých výsledkov, ktorých dizertačná práca výrazne uľahčil.

Domnievam sa, že je to moja povinnosť poďakovať mojim kolegom k.i.gritai, s.g.varnikova, v.g. Volshevský, S.V. Afanasyev, A.YU. Semenova pre mnohé diskusie a rôzne pomoci v rôznych aspektoch tejto práce a na mnoho rokov komunikácie pre profesionál (a Nielen) Témy, rovnako ako všetci účastníci spolupráce sféry v poslednom desaťročí, bez nich by nebolo úplne nemožné získať výsledky uvedené v tejto práci.

Osobitné vďaka autorovi - Zamestnancom vysokoenergetického polarimetra LVE L.S. Azhgireu a V.N. Zhmyrov, ako aj neskoré GD.StoVolev pre plodnú spoluprácu, ktorá viedla k vytvoreniu moderného polarimetrického softvéru.

Som vďačný YU.K.PILIPENKO, N. M. PISKUNOV a V.P. LAKING, ktorý strávil v rôznych časoch iniciátorov časti vývoja zahrnuté v dizertačnej práci.

Referencie Dizertačný výskum kandidát na fyzických a matematických vedách Isupov, Alexander Yuryvich, 2005

1. A.M. Baldin. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 8 (3), 429, (1977).

2. A.V. Eremov. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 13 (3), 613, (1982).

3. V.S. STAVINSKY. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 10 (5), 949, (1979).

4. V.K.LUKYANOV a A.I.TIVOV. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 10 (4), 815, (1979).

5. O.P.GAVRISHUK a kol. Jadrová fyzika A, A (523), 589, (1991).

6. I.M. belyaev, o.p. Gavrishchuk, L.S. Zolín a V.F. Perfestov. Jadrová fyzika, 56 (10), 135, (1993).

7. N.A.NIKIFOROV a kol. Phys.rev.c, C (2), 700, (1980).

8. S.V. Boyarins a kol. Jadrová fyzika, 50 (6), 1605, (1989).

9. S.V. Boyarins a kol. Jadrová fyzika, 54 (1), 119, (1991).

10. K.V. ALNAKYAN a kol. Jadrová fyzika, 25, 545, (1977).

11. L.Anerson et al. Phys.rev.c, C28 (3), 1224, (1983).

12. E.MOELLER ET AL. Phys.rev.c, C28 (3), 1246, (1983).

13. A.M.Baldin. Jadrová fyzika A, A (434), 695, (1985).

14. V.V. BUROV, V.KLUKYANOV A A.I.TITOV. Správy JINR, P2-10244, (1976).

15. A.M.BALDIN. Spoločnosť JINR Communications, E2-83-415, (1983).

16. A.V.V.V.Vefremov et al. V konaní o Xlth Medzinárodnom seminári o problémoch s vysokou energiou, Ishepp "92, (1992). JINR, DUBNA, 1994.

17. Spolupráca BCDMS. Spoločnosť JINR Communications, EL-93-133, (1993).

18. A.G.LITVINENKO, A.I.MALAKHOV, A.I.ZALAKHOV. Mierna premenná na opis kumulatívnej produkcie častíc v nukleus-jadro kolízií. Rýchla komunikácia JINR, L58] -93, 27-34, (1993).

19. L.S.SCHREDER. Phys.rev.lett., 43 (24), 1787, (1979).

20. I.M. Belyaev a ďalšie. Premárnenie JINR, P1-89-463, (1989).

21. A.M. Baldin a kol. Jadrová fyzika, 20, 1201, (1979).

22. Yu.s. Anisimov,, a.yu.iupov a ďalšie. Študovanie závislosti krížových úsekov fragmentácie relativistických deuterónov do kumulatívneho 7 g ročných období z atómovej hmotnosti cieľového jadra. Jadrová fyzika, 60 (6), 1070-1077, (1997).

23. W.HAEBERLI. Ann. Rev. Nukl. SCI., 17, 373, (1967).

24. L. Hailapidus. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 15 (3), 493, (1984).

25. H.H.H.BARSHALL A W.HAEBERLI. V programe. 3. Int. Sympa. Polarizačné javy nukl. Reakcie, USA, (1970). UNIV. Wisconsin Press, Madison, 1971.

26. lj.b.Goldfarb. NUCTL.PHYS., 7, 622, (1958).

27. W.LAKIN. Phys.rev., 98, 139, (1955).

28. D.M.brink a g.r.stachler. Hybnosť. Oxford Claredon Press, (1968).

29. G.R.Satchler. NUCTL.PHYS., 8, 65, (1958).

30. L.C.BIEDENHARAN. NUCTL.PHYS., 10, 620, (1959).

31. L. Dlavné a E.M.Lifshits. Teória poľa. Veda, M., 7. ed., (1988).

32. V.A. Karmanov. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 19 (3), 525, (1988).

33. P.A.M.DIRAK. Rew.mod.Phys., 21 (3), 392-399, (1949).

34. L.A. KONTDATYUK A M.V.TEGENEV. Jadrová fyzika, 4, 1044, (1980).

35. L.L.FRANKFURT A M.I.STRIKMAN. Phys.rep., 76, 215, (1981).

36. A.p.Kobushkin. J.phys.g.: NUCL.PART.PHYS., 12, 487, (1986).

37. G. Lylikasov. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 24 (1), 140, (1993).

38. v.g.atablev a i. Listy v Jetp, 37, 196, (1983).

39. V.G.ABEABYV a kol. Jadrová fyzika A, A (393), 491, (1983).

40. V.G.ABALEV a kol. Jadrová fyzika A, A (411), 541E, (1983).

41. A.M. Baldin a ďalšie. Pretlač JINR, P1-11168, (1977).

42. V.G.ABEEV a kol. Rýchla komunikácia JINR, L52] -92, 10, (1992).

43. V.V.Glagolev et al. Z.phys.a, A (357), 608, (1997).

44. R.V.Reid. Ann.Phys. (N.Y.), 50, 411, (1968).

45. M.LANCOMBOMA a kol. PHYTH.LETTT.B, B (101), 139, (1981).

46. \u200b\u200bAp.Kobushkin. V konaniach Medzinárodného sympózia Deuteron "93, Deuteron" 93, Dubna, Rusko, (1993). JINR, DUBNA, 1994.

47. p.bosted. Phys.rev.lett., 49, 1380, (1982).

48. P.Breasset a kol. J.phys.g.: NUCL.PART.PHYS., 8, LLLL, (1982).

49. M.A.bonun a V.V. Dresser. Jadrová fyzika, 28, 1446, (1978).

50. M.A.BRUN a V.V. Dovenin. Jadrová fyzika, 46, 1579, (1986).

51. M.A.IGNATONKO A LILYKASOV. Jadrová fyzika, 48, 1080, (1987).

52. A.Kobushkin a l.vizireva. J.phys.g.: NUCL.PART.PHYS., 8, 893, (1982).

53. C.F.PERDRISAT. Phys.rev.lett., 59, 2840, (1987).

54. V.PUNDJABI ET AL. Phys.rev.c, C39, 608, (1989).

55. v.g.ABEEV a kol. LIKNOSTI V JETP, 47, 558, (1988).

56. V.G.ABEEV a kol. Rýchla komunikácia JINR, 443] -90, 5, (1990).

57. N.T.CHEUNG a kol. PHYTH.LETT.B, B (284), 210, (1992).

58. V.Kuehn et al. PHYTH.LETTT.B, B (334), 298, (1994).

59. T.AONO et al. Phys.rev.lett., 74, 4997, (1995).

60. L.S.S.AZHIREY a kol. PHYTH.LETTT.B, B (387), 37, (1996).

61. L.S.SHAZHIBEY a kol. Rýchla komunikácia JINR, 377] -96, 23, (1996).

62. m.g.dolidze a g.i.lykasov. Z.phys.a, A (335), 95, (1990).

63. m.g.dolidze a g.i.lykasov. Z.phys.a, A (336), 339, (1990).

64. A.p.Kobushkin. J.phys.g.: NUCL.PART.PHYS., 19, (1993).

65. S.J.BRODSKY A J.R.HILLER. Phys.rev.c, C (28), 475, (1983).

66. L.S.S.SHAZHIREI ET AL. NÁSTROJE A ZARIADENIA experimentu, 1, 51, (1997).

67. YU.S.NSKO ANISIMOV,, A.YU.IPOVOVOKOTNOSTI ET AL. POLARIMETER PRE VNÚTORNÉHO NÁKLADU NYUGOTRONU. Listy na Etchta, 1 (1 118]), 68-79, (2004).

68. YU.S.NS. ANISIMOV ,., A.YU.IUPOVACKO ET AL. NÁHRADNOSTI TENZOR ANALÝZA ATALIKÁCIE Schopnosť reagovať reagovať fragmentáciu deuterov polarizovaných v Tensoroch s pulzom od 6,2 do 9,0 GEV / C do kumulatívnych pivoniek. Stručné správy o JINR, 573] -95, 3M01995).

69. S.AFANAASEV ,., A.YU.ISUPOV, T.IWATA, ET AL. Tensor analyzujúci výkon T20 pre kumulatívnu produkciu pion z Deuterons v GeV energetike. Jadrová fyzika A, A (625), 817-831, (1997).

70. S.V.V.AFANAASEV, A.YU.ISUPOVOVÉ AT AL. Fragmentácia polarizovaných deuterónov Tensorov do kumulatívnych pionov. PHYTH.LETTT.B, B (445), 14-19, (1998).

71. K.I.GRITSAJ A A.YU.ISUPOV. Úvod distribuovaných prenosných prenosných a spracovateľských systémov Implementácia: Údaje o QDPB

72. Spracovanie s vetrátmi. Spoločnosť JINR Communications, E10-2001-116, 1-19, (2001).

73. A.YU.ISUPOV. Systémy získavania údajov pre vnútorné cieľové polarimetre s vysokou energiou a Nuclotron so sieťovým prístupom k výsledkom výpočtu polarizácie a surovými údajmi. Čeština. J. PHIHY. A55, A407-A414, (2005).

74. L.ZOLIN, A.LITVINENKO a p.rekoyatkin. Štúdium Tensor analyzujúceho výkonu v kumulatívnej výrobe častíc na polarizovanom deuteronovom lúči na Dubnov synchrophasotron. Rýchla komunikácia JINR, 1 69] -95, 53, (1995).

75. N.S. Yelin a Rylikasov. Jadrová fyzika, 33, 100, (1981).

76. s.l.belostozky et al. PHYTH.LETTD.B, B (124), 469, (1983).

77. SL. Belostotsky a ďalší. Jadrová fyzika, 42, 1427, (1985).

78. O.P.GAVRISHUK a kol. PHYTH.LETTT.B, B (255), 327, (1991).

79. i.m.belyaev a kol. Rýchla komunikácia JINR, 228] -88, (1988).

80. O.P. GAVRISHCHUK, L.S. ZOLIN A I.G. KOSAREV. Správy JINR, P1-91-528, (1991).

81. L.S.S.S.SAZHIREY a kol. Spoločnosť JINR Communications, EL-94-155, (1994).

82. a.a.Nomofilov et al. PHYTH.LETTT.B, B (325), 327, (1994).

83. I.M.SITNIK a kol. V konaní o Xlth Medzinárodnom seminári o problémoch s vysokou energiou, Ishepp "92, (1992). JINR, DUBNA, 1994.

84. L.L.FRANKFURT A M.I.STRIKMAN. Jadrová fyzika A, A (407), 557, (1983).

85. M.V.V.Tokarev. V konaní Medzinárodnej dielne Deuteron "91, objem E2-92-25 Deuteron" 91, (1991). JINR, DUBNA, 1992.

86. i.b.issinsky a kol. Acta Phys. Polonica, 25, 673, (1994).

87. A. A. A.BELUSHKKINA ET AL. V programe. 7. int. Sympa. O fyzike s vysokou energiou, objem 2, strana 215, protvino, ZSSR, (1986). IHEP, SERPUKHOV, 1987.

88. L.S. Zolín, A.G. LITVINENKO, YU.K.PILIPENKO, S.G. PREHRESNIK, P.A. RUKUKYATKIN A V.V. FIMUSHKKIN. Monitorujte TENSOR Polarizácia vysokoenergeticky deuteronózneho nosníka. Stručné správy JINR, 288] -98, 27-36, (1998).

89. V.G.ABEEV a kol. Nucl.instr. a met.in Phys.res., A (306), 73, (1991).

90. Yu.e. Bombunov et al. Nástroje a technika experimentu, 3, 31, (1984).

91. S.A. Averichev a ďalšie. Správy JINR, P1-85-512, (1985).

92. R.BRUN a kol. Geants Užívatelia Sprievodca., Zadok Volume W5013 CERN Program Knižnica. CERN, ŽENEVA, Švajčiarsko, (1994).

93. A.M. Baldin a ďalšie. Správy JINR, 1-82-28, (1982).

94. I.KH.ATANASOV A I.R.RUSANOV. Zabránenie JINR, P13-2000-123, (2000).

95. Maurice J. Bach. Návrh operačného systému UNIX. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1986).

96. U. Vahalia. UNIX Internals: Nové hranice. Prentice-Hall Corp., New Jersey, (1996).

97. D.BURCKHART a kol. Preskúmanie a vyhliadky na systém akvizície kaskády v CERN. V programe. Konfrontu o aplikáciách v reálnom čase počítačov v jadrovej, časticovej a plazmovej fyzike, East Lansing, Michigan, USA, (1995).

98. V.G. VOLSHEVSKY A V.YU. POMYAKUSHIN. Používanie OS UNIX na ovládacom počítači MySspin. Správy JINR, P10-94-416, 1, (1994).

99. K.I.GRICAY A V.G. VOLSHEVSKY. Softvérový balík pre prácu s KAMAK v operačnom systéme FreeBSD. Správy JINR, R10-98-163, 1, (1998).

100. I.CHURIN A A.GEORGIEV. Mikroprocesovanie a mikroprogramovanie, 23, 153, (1988).

101. V.A. YANTYUKHOV, N.I. ZHURAVLEV, S.V. Rignatev, Kraype, A.V. Malyshev, T.opalek, V.T. Sidorov, A.N.SINEEV, A.A. STAKHIN A I.N. CHURIN. Digitálne bloky v štandarde KAMAK (problém XVIII). Správy o Jinry, P10-90-589, 20, (1990) .1151161171181191211119124

102. B.A. Evolvol, N.I. Zhuravlev, S.V. Rignatev, Kraype,

103. A.V. MALYSHEV, TOPOPALEK, V.T. SIDOROV, A.N.SINEV, A.A. STAKHIN A I.N. CHURIN. Digitálne bloky v štandarde KAMAK (problém XVIII). Správy JINR, P10-90-589, 16, (1990).

104. C.N. Bazilev, V.M. Slepnev a N.A. Shutova. CRSRS4 Creit Controller4 na základe plného IBM PC. Konanie XVII Medzinárodné sympózium o jadrovej elektronike; NEC "1997, s. 192, Varna, Bulharsko, (1997). JINR, DUBNA, 1998.HTTP: //afi.jinr.ru/ccpc.

105. Valerie Quercia a Tim O "Resolly. Zväzok TRIČE: X Sprievodca systémom Window SYSTEM. O "Reilly & Associates, (1990).

106. R.BRUN, N.BUNCIC, V.FINE, A F.RADEMAKERS. Koreň. Triedy Referenčná príručka. Codecern, (1996). Pozri tiež http://root.cern.ch/.

107. R.BRUN a F.RADEMAKERS. ROZPOČTUJÚCE ROZHODNUTIE ORIENTOVANÝCH ANALÝZA ÚDAJOV. V programe. Aihenp "96 Workshop, zväzok A (389) NUCTL.Instr.And Meth.in Phys.res. (1997), strany 81-86, Lausanne, Švajčiarsko. Pozri tiež http://root.cern.ch/ .

108. R.BRUN, N.BUNCIC, V.FINE, A F.RADEMAKERS. Koreň. Prehľad. Codecern, (1996). Pozri tiež http://root.cern.ch/.

109. R.BRUN a D.Lienart. Príručka užívateľov HUBOOK., VOLUME VOLUME VOLITEĽA Y250 CERN Program Knižnica. CERN, ŽENEVA, Švajčiarsko, (1987).

110. N.G.NISHCHENKO et al. V programe. 5-th int. Sympa. Na vysokej fyzike Spin Fyzika, objem 95 AIP CONF, New York, (1982). AIP, New York, 1983.

111. B.S. BARASHENKOV A N.V. SLAVIN. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 15 (5), 997, (1984).

112. L.S. Azhgirei a kol. Diferenciálny sekcia, Tensor AUU a vektor AU Analyzovanie reakčných schopností 12c (D, P) X pri 9 GeV / C a uhol emisií protónov 85 MRAD. Zabránenie JINR, P1-98-199, 1-31, (1998).

113. M.A. Brown a M.V.tokarev. Fyzika elementárnych častíc a atómového jadra, 22, 1237, (1991).

114. A.YU.ilrionov, A.G.LITVINENKO, A G.I.LYKASOV. Čeština. J. PHIHY. A51, A307, (2001).

115. A.YU.ilrionov, A.G.LITVINENKO a G.I.LYKASOV. Polarizačné javy pri fragmentácii deuterónov k vetrom a non-nukleových stupňoch slobody v Deuterone. EUR. Fyz. J., A (14), 247, (2002).

116. A.YU.ILLARIONOV, A.G. LITVINENKO A G.I.LIKASOV. Teoretická analýza točíkových analyzujúcich schopnosti v reakcii fragmentácie deuterónov na pivonky. Jadrová fyzika, 66 (2), 1-14, (2003).

117. R.MACHLEIDT, K.OLINDE, A CHEVERSTER. Phys.Rep., 149, 1, (1987).

118. W.W.BUCK A F.GROSS. Phys.rev., D20, 2361, (1979).

119. F.Gross, J.W.Vohonen a K.Holinde. Phys.rev., C45, R1909, (1990).

120. A.YU.MNIKOV. Z.Phys., A357, 333, (1997).

121. A.V. Eremov a kol. Jadrová fyzika, 47, 1364, (1988).

Upozorňujeme, že vyššie uvedené vedecké texty sú zverejnené na oboznámenie sa a získané uznaním pôvodných textov práce (OCR). V tejto súvislosti môžu obsahovať chyby spojené s nedokonalosťou algoritmov rozpoznávania. V pdf dizertačnej práce a autorských abstraktoch, ktoré dodávame také chyby.