Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Мишень в накопителе
1.1. Ускорительно-накопительный комплекс ВЭПП-2М 8
1.2. Эффективная толщина мишени . 9
1.3. Режим тонкой мишени II
1.4. Режим сверхтонкой мишени 15
1.5. Светимость установки 19
ГЛАВА II. Сверхтонкие мишени дія изучения атомных ядер в накопителе
2.1. Эксперименты с внутренними мишенями в накопителе электронов 22
2.2. Возможные типы внутренних мишеней для накопителя . 23
2.3. Способы формирования газовых струй 25
2.4. Газовая мишень с криогенной откачкой 34
2.5. Особенности применения мишени в накопителе. 39
ГЛАВА III. Поляризованная мишень для экспериментов в накопителе
3.1. Состояние вопроса 43
3.2. Спиновое состояние частицы 44
3.3. Принципы получения поляризованных пучков ... 46
3.4. Получение атомного пучка 52
3.5. Сверхпроводящий разделительный магнит 58
3.6. Блок РЧ переходов 67
3.7. Результаты измерений и выводы 68
ГЛАВА ІV. Изучение радиационных процессов в рассеяний электронов на ядрах
4.1. Роль радиационных процессов в рассеянии электронов 83
4.2. Описание эксперимента. 89
4.3. Обработка экспериментальных данных 89
4.4. Результаты измерений. 93
Заключение 99
Литература
- Эффективная толщина мишени
- Возможные типы внутренних мишеней для накопителя
- Принципы получения поляризованных пучков
- Описание эксперимента.
Введение к работе
Начиная с работ Хофштадтера [ 11 и по настоящее время изучение свойств атомных ядер с помощью рассеяния электронов продолжает оставаться одним из наиболее эффективных методов получения точной информации об их структуре. В подобных экспериментах решается широкий круг задач. К ним, в частности, относятся: измерения электрических и магнитных форм-факторов ядер в упругом рассеянии [ 2,3 ] ; изучение неупругого рассеяния с возбуждением дискретных уровней или гигантских резонансов [4,5] ; исследование межнуклонных сил и структуры нуклонов в процессах электрорасщепления легчайших ядер [ 6,7 ] ; определение функции распределения нуклонов по скоростям и полу» чение сведений о нуклонных корреляциях на малых расстояниях с помощью квазиупругого рассеяния электронов [ 8,9 J .
Техника проведения экспериментов по электронному рассеянию непрерывно развивается и совершенствуется. Как правило, эти эксперименты проводятся на линейных или циклических ускорителях с электронным пучком, выведенным на мишень толщиной 10 - 10 Хо ( Хв- радиационная единица длины). В каждом конкретном случае толщина мишени выбирается в результате решения компромисса между стремлением сохранить малый энергетический и угловой разброс первичного пучка при возможности регистрации вторичных медленных и тяжелых частиц и необходимостью иметь достаточно высокую скорость набора статистики.
Прогресс в развитии ускорительной техники и регистрирующей аппаратуры позволяет проводить эксперименты на новом уровне точности. В последнее время все более широкое распространение получают эксперименты, в которых наряду с рассеянным электроном одновременно регистрируются вторичные частицы: протоны, дейтоны, — 5 — оС -частицы и т.д. Подобные эксперименты представляются наиболее интересными и информативными, поскольку позволяют восстановить всю кинематику изучаемого процесса, определить спектр вылетающих из ядра частиц и при этом являются практически бесфоновыми. Проведение таких экспериментов на линейных ускорителях затруднитель- но из-за большой скважности, порядка ІСг+ІО , что приводит к уменьшению соотношения эффект/фон и из-за малой скорости набора статистики, обусловленной необходимостью применения весьма тонкой мишени, обеспечивающей вылет вторичных частиц без существенного изменения их энергии.
Использование накопителей электронов и позитронов, а также протонов и антипротонов или тяжелых ионов для постановки экспериментов с внутренней неподвижной мишенью существенно расширяет возможности ускорителей, на что впервые указал Г.И.Дудкер с сотрудниками еще при проектировании первых электрон-позитронных накопителей. Отметим основные достоинства экспериментов с вну -тренними мишенями в накопителе заряженных частиц:
Практически непрерывный режим работы.
Возможность регистрации вторичных частиц без нарушения мишенью их характеристик.
Возможность применения в накопителе уникальных, например, поляризованных мишеней.
Большая скорость счета эффекта при сохранении высокой точности эксперимента.
Интерес к новым возможностям, открывающимся в экспериментах с внутренними мишенями в накопителях заряженных частиц очевиден. Достаточно напомнить о применении газо-капельной водородной мишени [ю] в эксперименте [ilj по измерению интерференции кулонов-ского и сильного взаимодействия в рассеянии протона на протоне, о проектировании газовых струйных мишеней для изучения взаимодей- ствия протонов с антипротонами в ЛИР в ЦЕРН [ 12,13 ] , о разработке струйной поляризованной протонной мишени для супер протонного синхротрона в ЦЕРН [14 1
Результаты, получаемые в экспериментах по электронному рассеянию, допускают ясную теоретическую интерпретацию, поскольку взаимодействие электрона с ядром носит электромагнитный характер, а точность расчетов, даваемая квантовой электродинамикой, является высокой. Однако наряду с изучаемыми реакциями всегда идут процессы излучения электронами реальных и виртуальных гамма-квантов. Эти процессы, накладываясь на изучаемые реакции, могут существенно осложнить извлечение информации об изучаемых процессах. Учитывать влияние этих процессов позволяют так называемые радиационные поправки. Учет радиационных поправок необходим при исследовании структуры ядер с помощью электронов и особенно важен при высоких точностях, когда корректность расчета радиационных поправок может оказать существенное влияние на точность эксперимента. Эти поправки могут быть применены и к ядерным частицам, однако их вклад существенно меньше вследствие большой массы последних и малой энергии отдачи. Теоретическому расчету радиационных поправок посвящено большое количество работ, однако достаточно корректного измерения радиационных "хвостов" в широкой области потерянной энергии до сих пор не было проведено. Дело в том, что проведение такого эксперимента на линейном ускорителе затрудняется влиянием на изучаемый процесс потери электроном энергии за счет тормозного излучения на ядрах мишени и за счет ионизационных потерь. Кроме того, в обычной постановке эксперимента, когда регистрируется только рассеянный электрон, трудно избавиться от фона. В то же время использование в накопителе электронов сверхтонкой мишени создает условия для качественно лучшего измерения радиационных поправок в процессе рассеяния с одновременной регистрацией энергии ядра отдачи.
Целью работы явилось создание внутренних сверхтонких газовых мишеней для накопителя, в том числе поляризованной дейтерие-вой струи-мишени. В задачу работы входило также измерение радиационных поправок в рассеянии электрона на протоне.
На защиту выносятся следующие положения:
Сверхтонкие газовые мишени могут успешно применяться в длительных физических экспериментах по изучению структуры ядра на электронном накопителе.
Разработанная поляризованная дейтериевая струянюшень обладает интенсивностью I,5«ICr ат/сек. рекордной для отечественных установок непрерывного действия.
Экспериментально определены радиационные поправки в рассеянии электронов с начальной энергией 126.5 МэВ под углом 56. J? на мишени толщиной 10 радиационной длины при одновременной регистрации энергии протона отдачи. Полученные результаты подтверждают теоретические расчеты, основанные на процедуре экспо-ненцирования.
В широком диапазоне потерянной энергии (от 0 до О.бК) форма спектра рассеянных электронов и энергетические спектры протонов отдачи хорошо совпадают с расчетными.
Эффективная толщина мишени
В ИЯФ СО АН СССР работы с применением внутренних мишеней в накопителе электронов ведутся с 1965 года [іб]. В настоящее время эксперименты проводятся на накопителе ВЭПП-2 [16 ] (встречные электронные позитронные пучки), который является бустерным для накопителя ВЭПП-2М ([l7J, рис.1), где проводятся эксперименты по электрон-позитронному рассеянию на встречных пучках при энергии взаимодействия до 700 МэВ в каждом пучке. Первичное ускорение (до 2.5 МэВ) электроны получают в ИЛУ (импульсный линейный ускоритель), затем в синхротроне Б-ЗМ. Накопление электронов (позитронов) производится при энергии порядка 125 МэВ. За один цикл ускорения (частота их повторения обычно I Гц) на дорожку накопителя ВЭПП-2 может быть инжектировано до 1Сг электронов. Энергетический диапазон накопителя ВЭПП-2 100-700 МэВ, предельно накапливаемый в накопителе ток равняется 4 А. Основные параметры накопителя ВЭПП-2 приведены в таблице
Эффективной толщиной мишени (i3f p.) в накопителе называется произведение действительной толщины мишени (ti ) на среднее число прохождений электроном через мишень
Схема комплекса ВЭПП-2 - ВЭПП-2М. І - импульсный линейный ускоритель, 2 - синхротрон БЗ-М, 3 - конвертор, 4 накопитель ВЭ1Ш-2, 5 - накопитель ВЭШ-2М, 6 - экспериментальный проме жуток, на котором ведутся эксперименты с внутренними мишенями принимается такое число прохождений через мишень, при котором количество электронов, циркулирующих в накопителе уменьшается в Є раз.
Удобно ввести три диапазона толщины мишени: толстая, тонкая и сверхтонкая. Мишень считается толстой, если частица проходит через мишень не более одного раза. В случае тонкой мишени время жизни пучка определяется многократными процессами. В этом режиме радиационное затухание бета-тронных и синхротронних колебаний за время одного оборота не успевает компенсировать угловой разброс, набираемый электронным пучком в мишени.
Наконец при сверхтонкой мишени, когда ее влияние на пучок мало, работает механизм радиационного затухания, пучок имеет установившиеся параметры, и время его жизни определяется однократными процессами.
Основными процессами, определяющими потери частиц в электронном пучке, являются многократное и однократное рассеяния электронов на ядрах мишени на углы, большие допустимых размерами апертуры накопителя, тормозное излучение на ядрах мишени и ионизационные потери. При учете энергетических потерь нужно принимать во внимание наличие в накопителе высокочастотного резонатора, восполняющего средние потери энергии, поэтому существенными являются лишь флуктуации энергетических потерь за счет тормозного и синхротронного излучения и потерь на ионизацию, которые в конечном счете определяют время жизни и энергетический разброс в пучке. В дальнейшем в расчетах режима мишени будем брать параметры накопителя ВЭПП-2 [ 1б], на котором было выполнено большинство экспериментов.
В этом режиме работы время жизни пучка в накопителе определяется процессами многократного рассеяния. Число прохождений эшк-трона через мишень определяется углом многократного рассеяния (0, ), который приобретает электронный пучок при одном прохождении через мишень и максимально допустимым утлом ( 0м), который задается размерами апертуры.
Поскольку в первом приближении [19] І?х2«н,/Е. и. ) где ti - толщина мишени в радиационных единицах длины, а Ео энергия электронов в МэВ, Существенно, что taff. не зависит от толщины мишени На рисунке 2 пунктирными кривыми представлены графики зависимости 1э$ф. от энергии электронов о , вычисленные по формуле (1.3) для двух значений апертуры.
Возможные типы внутренних мишеней для накопителя
Применение сверхтонких мишеней в накопителе заряженных частиц открывает новые возможности в изучении ядерных реакций,В основном это касается регистрации вторичных частиц, что существенно увеличивает информативность проводимых экспериментов.
На накопителе электронов ВЭШ1-2 с внутренними газовыми мишенями проведен ряд экспериментов.
Так, с применением мишени из аммиака проведено измерение упругого и неупругого рассеяния электронов с энергией НО МэВ при углах рассеяния 72,90,108 градусов [22]. В результате эксперимента уточнено значение формфактора упругого рассеяния электронов на ядре азота 4/v , а также определены формфакторы низко-лежащих уровней. Данные по возбуждению ядра I4 N в области энергий возбуждения 10 45 МэВ получены впервые.
С применением мишени из паров воды было проведено изучение электровозбуждения ядра кислорода 0 с регистрацией рассеянного электрона и вторичных частиц на совпадении [23,24 ]. В реакции О (е, е С ) » где С - заряженная частица, в широкой области энергий возбуждения ядра (0-70 МэВ) выделены следующие каналы: резонансное возбуждение ядра с распадом в состояния дискретного спектра дочерних ядер, квазиупругое выбивание протонов из оболочек (е,е) и (е,е С ), предравновесная эмиссия протонов и к -частиц, испарение протонов, cL -частиц и вылет дейтонов.
На водородной мишени, а также на атомах водорода мишени из аммиака была изучена реакция ef -+ef Y с одновременной регистрацией энергии электрона и протона в широкой области поте - 23 рянной электроном энергии (0-50 МэВ) [25,2б1. Результаты эксперимента подтверждают справедливость процедуры экспоненцирования для вычисления радиационных поправок при малых значениях потерянной энергии. При больших значениях потерянной энергии измеренное сечение радиационного "хвоста" хорошо описывается расчетами в низшем порядке теории возмущений с поправочным коэффициентом,учитывающим вклады более высоких порядков.
Из перечисленного следует, что проведение экспериментов в накопителе с внутренними мишенями позволяет успешно решать широкий круг вопросов ядерной физики. Дальнейшим развитием техники экспериментов с внутренними мишенями может явиться применение поляризованных мишеней. Возможные типы мишеней
В то время как в экспериментах на линейных ускорителях с выведенным пучком мишень практически не влияет на работу ускорителя, применение внутренней мишени в накопителе заряженных частиц может оказывать влияние на его работу, что может проявляться в ограничении рабочей апертуры накопителя, изменении вакуумных условий и так далее. Мишень, конечно, должна удовлетворять очевидным требованиям: иметь нужный состав, плотность, геометрш.
Желательно применять мишень такой толщины, чтобы время жизни пучка в накопителе было приблизительно на порядок больше времени затухания колебаний. В этом случае электронный пучок в накопителе большую часть времени имеет установившиеся параметры.
Пользуясь таблицей 2, определим, что представляют собой мишени толщиной I0" 10 Хо для водорода, кислорода и алюминия. Если водородную и кислородную мишени представить в виде газовой струи диаметром I см, пересекающей электронный пучок в накопителе, то соответствующая плотность газа в струе будет 3,8 10 ат/см и 1,3«1Сг4 ат/см , что соответствует давлению газа в струе 0,05Тор и 0,0015 Тор. Получение газовых струй с такой плотностью является технически решаемой задачей.
Если алюминиевую мишень толщиной Ю""10 X представить в виде фольги, то толщина фольги будет измеряться долями ангстрема. Очевидно, что изготовление таких фольг и их эксплуатация нереальны. Применение фольг толщиной порядка одного микрона соответствует режиму тонкой мишени, что при проведении прецизионных экспериментов может привести к ограничению точности. Помимо этого возникает проблема сохранения фольги в интенсивном электронном пучке.
В качестве твердой мишени можно использовать нити, причем требования к их толщине менее жестки, поскольку электроны пересекают нить не на каждом обороте. Однако и здесь имеет место проблема зашиты нити от разрушения интенсивным пучком.
Эту проблему можно решить, если найти способ доставлять в электронный пучок твердые частицы малого, порядка одного микрона, размера. Частицы можно, например, разгонять газом в сопле и с помощью диафрагм формировать из них струю нужного размера [27] или направлять частички на пучок за счет действия силы тяжести. Успехи порошковой металлургии в создании мелких порошков многих элементов обещают возможность получения широкого класса мишеней вышеуказанным способом.
Принципы получения поляризованных пучков
Цучки поляризованных атомов можно получать различными методами. Однако только два из них доведены до технических разработок и применяются в работающих на ускорителях источниках поляризованных ионов. Это метод атомного пучка, в основе которого лежит классический опыт Штерна и Герлаха и метод перезарядки через метастабильное состояние, известный в литературе как "метод Дамба". Из анализа этих методов и изучения параметров действующих источников для получения поляризованной дейтериевой мишени был выбран первый метод, поскольку именно он обеспечивает максимальную плотность в атомном пучке. Этот метод сводится к пространственному разделению атомного пучка по спиновым состояниям атома в неоднородном магнитном поле и дальнейшему выделению атомов, попавших в одно из этих состояний. На рисунке 9 приведена энергетическая система уровней основного состояния атома дейтерия в магнитном поле. Сверхтонкое расщепление происходит из-за магнитного взаимодействия ядра, обладающего магнитным моментом JUL- , со средним полем Во , создаваемым электроном в месте расположения ядра. В общем виде энергия уровня в магнитном поле в зависимости от индукции поля В дается формулой Брейта-Раби [27] . здесь F - собственное значение полного момента, I - спин ядра, Же - значение проекции полного момента, AV - энергия сверхтонкого расщепления в нулевом поле, juB, - магнетон Бора, fl - гиромагнитный фактор, х= В/8- , боs AV/ MS; ( jx- %j) -критическое значение магнитного поля. Для электрона jf = - 2.0023, для дейтона - ог - 0,47 10 , Ь0 = 117 Гс. Зависимости эффективного магнитного момента атома дейтерия иэфф. = - ЭУ/ЭВ от величины магнитного поля в состояниях сверхтонкой структуры приведены на рисунке 10.
Каждый из уровней сверхтонкой структуры имеет определенное значение поляризации ядра. Ядерная поляризация в пучке получается в два этапа. Сначала в сильном неоднородном поле многополюсного магнита отделяют атомы, находящиеся в состояниях с Wj =1/2 от атомов, имеющих Wj = -1/2. Отобранные атомы в сильном поле полностью поляризованы по электронному спину, однако ядерная поляризация равна нулю. Если теперь атомы адиабатически перевести в область слабого ( X « 1 ), поля, то за счет взаимодействия мар-нитных моментов часть электронной поляризации перенесется на ядерную. Применение этого метода к атому дейтерия дает пучок поляризованных по ядру атомов с Р$ = -1/3 и Р35 = -1/3.
Для увеличения степени поляризации можно индуцировать радиочастотные (РЧ) переходы между подуровнями сверхтонкой структуры атома в магнитном поле. Параметры поляризованного пучка при различных комбинациях работы РЧ переходов приведены в таблице 4. Так, если после разделительного магнита все атомы из состояния 3 перевести в состояние 5, то в сильном поле Р55 = -I и ft =1/3. Индуцирование перехода 2- 6 дает Р53 = +1. На рисунке II показано влияние внешнего магнитного поля на ориентацию спина ядра атома дейтерия с различными состояниями сверхтонкой структуры. ческим методом необходимо обеспечить формирование атомного пучка высокой интенсивности и применить многополюсный магнит для пространственного разделения атомов по состояниям сверхтонкой структуры. На рисунке 12 приведена схема экспериментальной установки для получения поляризованного пучка атомов дейтерия. Основные ее узлы: система подачи газа, диссоциатор, система охлажде-ния и формирования атомного пучка, сверхпроводящий шестиполюсный магнит, блок радиочастотного перехода для увеличения степени поляризации, система измерения интенсивности поляризованного пучка, система измерения эффективности РЧ переходов, вакуумные насо -сы.
Для получения атомов применен высокочастотный безэлектродный И разряд [бі]. Диссоциация молекулярного дейтерия на атомы происходит в разрядной колбе за счет энергии, поступающей от генератора, работающего на частоте около 20 МГц. Индуктор, внутри которого находится разрядная колба, выполнен из медной трубки, охлаждаемой водой. Индуктор имеет шесть витков, внутренний диаметр которых 70 мм. Разрядная трубка, выполненная из кварцевого стекла, также охлаждается водой. Область горения разряда имеет диаметр 30 мм и длину 50 мм.
Для удаления с внутренней поверхности колбы загрязнений, способствующих рекомбинации, внутренняя поверхность трубки перед установкой в вакуумный объем обрабатывалась концентрированным раствором плавиковой кислоты, а затем прополаскивалась дистиллированной водой. Для соотношения скоростей объемной и поверхностной рекомбинации атомов в разряде имеем [62]
Описание эксперимента.
Изучение атомных ядер с помощью рассеяния электронов продолжает оставаться в настоящее время основным методом для получения точной информации о их структуре. Информация, получаемая в этих экспериментах допускает теоретическую интерпретацию, поскольку взаимодействие электрона с ядром имеет электромагнитный характер, а точность расчетов, даваемая квантовой электродинамикой, является высокой.
Однако имеется класс электромагнитных процессов, искажающий прямую интерпретацию экспериментальных результатов. Это радиационные поправки, которые учитывают процессы излучения реальных фотонов электроном при рассеянии или излучения и последующего поглощения виртуальных фотонов или поляризации вакуума. Главное слагаемое сечения рассеяния электрона на ядре в борновском приближении показано на рисунке 26,а. Поправки порядка I/I37, которые определяются виртуальными процессами, представлены диаграммами 26,б-26, д; б ив- члены собственной энергии, г - поправка к вершине, д - поляризация вакуума, диаграммы 26,е и 26,ж описывают процессы излучения реальных jf -квантов. Радиационные поправки могут относиться и к ядерным частицам, но обычно их вклад мал из-за большой массы частиц и соответственно малой отдачи.
При извлечении информации из экспериментальных данных по рассеянию электронов учет радиационных поправок необходим и особенно важен при высоких точностях, когда корректность расчета радиационных поправок может оказать существенное влияние на пре - 84 дельную точность эксперимента.
Так, например, при определении упругих формфакторов неопределенность в величине радиационной поправки в 1% приводит к такой же ошибке в определении квадрата формфактора. Некоторое отличие в величине формфакторов С [78,79] , полученное разными группами, можно объяснить различным учетом радиационных поправок.
Расчет матричных элементов, соответствующих диаграмм Фейн-мана, изображенных на рисунке 26, приводят к известной инфракрасной расходимости в сечении рассеяния. При расчетах фотонный про-пагатор записывается в виде l/f к2 X ) , где / - фиктивная масса фотона. Оказывается, что измеряемые параметры рассеяния зависят от л и, что еще хуже, сечение расходится при стремлении
А к нулю. Это затруднение было разрешено Швингером [80]. В окончательном выражении фиктивная масса фотона А, выпадает, она заменяется разрешением детектора дЕ или небольшим измеряемым энергетическим диапазоном. Экспериментально измеряемое сечение упругого рассеяния следующим образом связано с "основным" ( б"0 ) сечением упругого рассеяния, описываемым диаграммой рис.26,а
При анализе данных по неупругому рассеянию электронов учет диаграмм е,ж, описывающих излучение реальных jf -квантов, требует дополнительного рассмотрения. Так, в процессе упругого рассеяния имеет место тормозное излучение, например, с испусканием фотона большой энергии гно и появляется вклад этого процесса в ядерный уровень с энергией возбуждения вблизи t u) . Таким образом, прежде чем получить сечение для первого возбужденного уровня, необходимо учесть эффект тормозного излучения от пика упругого рассеяния, так называемый радиационный "хвост". При рассмотрении второго возбужденного состояния необходимо учитывать радиационные "хвосты" от упругого пика и первого возбужденного состояния и так далее. Сечение радиационного "хвоста" при боль ших энергиях возбуждения может составлять большую часть измеряемого сечения (рисунок 27). Сечение радиационного "хвоста" в низшем порядке теории возмущений рассчитывается точно, если известны формфактори [83]. Однако это сечение не сшивается гладко с сечением, получаемым дифференцированием выражений для радиационных поправок, вычисление которых основано на процедуре экспоненциро-вания. В работе [ 84] введен поправочный множитель, который фактически обеспечивает плавный переход от сечения излучения jf -кванта, вычисленного в низшем порядке теории возмущений к сечению множественного излучения мягких фотонов, получаемого в результате дифференцирования выражений для радиационной поправки. Верно ли этот множитель описывает учет процессов более высоких порядков при больших значениях потерянной энергии остается открытым вопросом.
Проверка корректности такого учета вклада высших порядков теории возмущений в экспериментах на линейных ускорителях осложнена тем обстоятельством, что электрон может потерять энергию в веществе мишени за счет тормозных и ионизационных потерь на атомах мишени, а не в процессе изучаемой реакции. Это обстоятельство, а также относительно высокий уровень фона приводят к тому, что в экспериментах на линейных ускорителях эти реакции изучены лишь в области малых (несколько процентов) значений потерянной энергии [ 85-871. Изучать радиационные процессы лучше всего при рассеянии электрона на протоне, поскольку при потерях энергии, меньшей порога рождения ft мезонов потери обусловлены исключительно радиацией (не считая потери энергии на отдачу). Адекватная постановка эксперимента, очевидно, требует кроме сверхтонкой мишени возможности одновременного измерения энергии рассеянных электронов в широком диапазоне.
