Физиците имат навика да вземат най-простият примернякакъв феномен и го наречете "физика" и е по-трудно да се дадат примери, които да бъдат разкъсани на парчета от други науки, да речем, приложна математика, електротехника, химия или кристалография. Дори физиката на твърдото тяло за тях е само "полуфизика", защото се занимава с твърде много специални въпроси. Поради тази причина ще пропуснем много интересни неща в нашите лекции. Например, едно от най-важните свойства на кристалите и повечето вещества като цяло е, че тяхната електрическа поляризуемост е различна в различни посоки. Ако кандидатствате във всяка посока електрическо поле, тогава атомните заряди ще се изместят леко и ще възникне диполен момент; големината на този момент зависи много силно от посоката на приложеното поле. И това, разбира се, е усложнение. За да улеснят живота си, физиците започват разговора със специалния случай, когато поляризуемостта е еднаква във всички посоки. А други случаи оставяме на други науки. Следователно, за нашите по-нататъшни разсъждения, изобщо няма да имаме нужда от това, за което ще говорим в тази глава.
Математиката на тензорите е особено полезна за описване на свойствата на вещества, които се променят с посока, въпреки че това е само един пример за нейното използване. Тъй като повечето от вас няма да стават физици, а възнамеряват да работят в реалния свят, където зависимостта от посоката е много силна, рано или късно ще ви се наложи да използвате тензор. И така, за да нямате празнота тук, ще ви разкажа за тензорите, макар и не много подробно. Искам вашето разбиране за физиката да бъде възможно най-пълно. Електродинамика, например, имаме напълно завършен курс; той е пълен като всеки курс по електричество и магнетизъм, дори и институтски. Но механиката не е завършена с нас, защото когато я изучавахме, вие все още не бяхте толкова твърди в математиката и не можехме да обсъждаме такива раздели като принципа на най-малкото действие, лагранжиани, хамилтониани и т.н., които представляват най-елегантния начин на описание на механиката. Въпреки това все още имаме пълен набор от закони на механиката, с изключение на теорията на относителността. В същата степен като електричеството и магнетизма имаме много завършени раздели. Но тук няма да завършим квантовата механика; Все пак трябва да оставите нещо за бъдещето! И все пак, какво е тензор, все още трябва да знаете сега.
В гл. 30 подчертахме, че свойствата на кристалното вещество са различни в различни посоки - казваме, че е анизотропно. Промяната в индуцирания диполен момент с промяна в посоката на приложеното електрическо поле е само един пример, но това ще вземем като пример за тензор. Предполагаме, че за дадена посока на електрическото поле индуцираният диполен момент на единица обем е пропорционален на силата на приложеното поле. (За много вещества, при не много големи, това е много добро приближение.) Нека константата на пропорционалността е . Сега искаме да разгледаме вещества, които зависят от посоката на приложеното поле, като кристала турмалин, който познавате, който дава двойно изображение, когато гледате през него.
Да предположим, че сме открили, че за някакъв избран кристал електрическо поле, насочено по оста, дава поляризация, насочена по същата ос, а електрическо поле със същата величина, насочено по оста, води до друга поляризация, също насочена по оси. Какво се случва, ако се приложи електрическо поле под ъгъл 45°? Е, тъй като това ще бъде просто суперпозиция на две полета, насочени по осите и , тогава поляризацията е равна на сумата от векторите и , както е показано на фиг. 31.1, а. Поляризацията вече не е успоредна на посоката на електрическото поле. Не е трудно да се разбере защо това се случва. В кристала има заряди, които лесно се движат нагоре и надолу, но много трудно се движат настрани. Ако силата се прилага под ъгъл от 45 °, тогава е по-вероятно тези заряди да се преместят нагоре, отколкото настрани. В резултат на такава асиметрия на вътрешните еластични сили, преместването не протича по посока на външната сила.
Фиг. 31.1. Събиране на поляризационни вектори в анизотропен кристал.
Разбира се, ъгълът от 45° не е подчертан. Фактът, че индуцираната поляризация не е насочена по протежение на електрическото поле, е вярно и в общия случай. Преди това имахме просто „късмет“ да изберем такива оси и за които поляризацията беше насочена по протежение на полето. Ако кристалът се върти по отношение на координатните оси, тогава електрическо поле, насочено по оста, би причинило поляризация както по оста, така и по оста. По подобен начин поляризацията, причинена от поле, насочено по протежение на оста, също би имала и двете - и -компоненти. Така че вместо фиг. 31.1 и бихме получили нещо подобно на фиг. 31.1б. Но въпреки всички тези усложнения, големината на поляризацията за всяко поле все още е пропорционална на неговата величина.
Нека сега разгледаме общия случай на произволна ориентация на кристала спрямо координатните оси. Електрическо поле, насочено по оста, дава поляризация с компоненти по трите оси, така че можем да запишем
С това имам предвид само, че електрическо поле, насочено по оста, създава поляризация не само в тази посока, то води до три поляризационни компонента , и , всеки от които е пропорционален на . Нарекохме коефициенти на пропорционалност , и (първата икона показва за кой компонент говорим, а втората се отнася за посоката на електрическото поле).
По същия начин, за поле, насочено по протежение на оста, можем да напишем
а за полето в посока
Освен това казваме, че поляризацията зависи линейно от полето; следователно, ако имаме електрическо поле с компоненти и , тогава поляризационният компонент ще бъде сумата от две, определени от уравнения (31.1) и (31.2), но ако има компоненти във всичките три посоки и , тогава поляризационните компоненти трябва е сумата от съответните членове в уравнения (31.1), (31.2) и (31.3). С други думи, пише се като
B.1 Въведение.
B.2 Кумулативни частици.
B.3 Описание на поляризираните състояния на частици със спин 1 5 B.4 Кратък преглед на данните за реакцията на фрагментация на дейтрони в кумулативни протони.
Б.5 Цел и структура на дисертационния труд.
I НАСТРОЙКА НА ЕКСПЕРИМЕНТА
1.1 Мотивация.
1.2 Експериментална постановка.
1.3 Методически измервания и моделиране
1.4 Организация и принцип на действие на спусъка.
II СОФТУЕР
II. 1 Уводни бележки
11.2 qdpb система за събиране и обработка на данни
11.3 Конфигурируеми изгледи на данни и хардуер
11.4 Презентации, зависещи от сесия
11.5 DAQ система SPHERE.
II. 6 Системи за събиране на данни за поляриметри.
III ЕКСПЕРИМЕНТАЛНИ РЕЗУЛТАТИ И ТЯХНОТО ОБСЪЖДАНЕ
III. 1 Анализ на източниците на систематични грешки.
111.2 Експериментални данни.
111.3 Обсъждане на експериментални данни.
Препоръчителен списък с дисертации
Изследване на спинови и изоспинови ефекти в реакциите на производството на кумулативни частици 2007 г., доктор на физико-математическите науки Литвиненко, Анатолий Григориевич
Изследване на взаимодействията на поляризирани дейтрони с протони и ядра в диапазона на импулса 0,7-9,0 GeV/c 2006 г., доктор на физико-математическите науки Ладигин, Владимир Петрович
Изследване на ъгловата зависимост на анализиращите способности на реакциите -dd→3Hen и -dd→3H p при енергия на дейтрона 270 MeV 2007 г., кандидат на физико-математическите науки Янек, Мариан
Тензорна анализираща мощност Ayy в реакциите A(d, p)x и A(d, d)x при 9 GeV/c и структурата на дейтрона на къси разстояния 1998 г., кандидат на физико-математическите науки Ладигин, Владимир Петрович
Изследване на анализиращите способности Ay, Ayy и Axx на реакцията на еластично разсейване на дейтрон-протон при енергии от 880 и 2000 MeV 2010 г., кандидат на физико-математическите науки Курилкин, Павел Константинович
Въведение в дипломната работа (част от резюмето) на тема "Измервания на тензорната анализираща способност на Т20 в реакцията на фрагментация на дейтрони в пиони при нулев ъгъл и разработване на софтуер за системи за събиране на данни на инсталации на поляризирани лъчи"
B.1 Въведение
В дисертационния труд са представени експериментални резултати от измерване на тензорната анализираща мощност T20 в реакцията на фрагментация на тензорно поляризирани дейтрони в кумулативни (подпрагови) пиони. Измерванията са извършени от сътрудничеството SPHERE върху лъч от тензорно поляризирани дейтрони в ускорителния комплекс на Лабораторията за високи енергии на Обединения институт за ядрени изследвания (LHE JINR, Дубна, Русия). Изследването на поляризационните наблюдаеми предоставя по-подробна, в сравнение с реакциите с неполяризирани частици, информация за хамилтониана на взаимодействието, механизмите на реакцията и структурата на частиците, участващи в реакцията. Към днешна дата въпросът за свойствата на ядрата на разстояния, по-малки или сравними с размера на нуклон, не е адекватно проучен както от експериментална, така и от теоретична гледна точка. От всички ядра дейтронът е от особен интерес: първо, това е най-изследваното ядро както от експериментална, така и от теоретична гледна точка. Второ, за деутрона, както и за най-простото ядро, е по-лесно да се разберат механизмите на реакцията. Трето, дейтронът има нетривиална спинова структура (спин равен на 1 и ненулев квадруполен момент), което предоставя широки експериментални възможности за изучаване на спинови наблюдаеми. Програмата за измерване, в рамките на която са получени експерименталните данни, представени в дисертационния труд, е естествено продължение на изследванията на структурата на атомните ядра при реакции с производството на кумулативни частици при сблъсъка на неполяризирани ядра, както и на поляризационните наблюдаеми в реакцията на разпадане на деутрона. Експерименталните данни, представени в дисертационния труд, позволяват напредък в разбирането на спиновата структура на дейтрона при малки междунуклонни разстояния и допълват информацията за структурата на дейтрона, получена в експерименти с лептонна сонда и при изследване на реакцията на разпадане на тензорно поляризирани дейтрони и следователно изглеждат уместни. Към днешна дата данните, представени в дисертационния труд, са единствените, тъй като такива изследвания изискват снопове от поляризирани дейтрони с енергия от няколко GeV, които в момента и през следващите няколко години ще бъдат достъпни само в ускорителния комплекс JINR LHE, където е естествено да продължат изследванията в тази посока. Споменатите данни са получени в рамките на международно сътрудничество, докладвани са на редица международни конференции, а също така са публикувани в рецензирани списания.
По-нататък в тази глава ние даваме информацията за кумулативните частици, необходима за по-нататъшно представяне, дефинициите, използвани в описанието на поляризационните наблюдаеми, и също даваме кратък прегледизвестни в литературата резултати за реакцията на разпадане на деутрона.
B.2 Кумулативни частици
Изследванията на закономерностите на раждането на кумулативните частици се провеждат от началото на седемдесетте години на ХХ век, , , , , , , , , , , , . Изследването на реакциите с производството на кумулативни частици е интересно с това, че предоставя информация за поведението на компонента с висок импулс (> 0,2 GeV/c) във фрагментиращите ядра. Тези големи вътрешни моменти съответстват на малки (< 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, където напречните сечения стават много малки.
Първо, нека дефинираме какво ще се разбира по-нататък под термина "кумулативна частица" (вижте, например, препратките там). Частица c, родена в реакцията:
Ar + Ac.^c + X, (1) се нарича "кумулативен", ако са изпълнени следните две условия:
1. частицата c е родена в кинематична област, недостъпна при сблъсък на свободни нуклони, имащи същия импулс на нуклон като ядрата Ai и Ac в реакция (1);
2. частица c принадлежи към областта на фрагментация на една от сблъскващите се частици, т.е. трябва да се направи или
St, - Yc\< \YAii - Ус| , (2) либо
YA„-Ye\ YA„ - Yc\ «- Ye\ = - Ye\ + \YAii - YAi\ . (четири) От експерименталните данни (вижте например , , , , , , , ), че за експерименти върху фиксирана цел, формата на спектъра на кумулативните частици слабо зависи от енергията на сблъсък, като се започне от енергиите на инцидента частици Tb > 3-1-GeV. Това твърдение е илюстрирано на фиг. 1, възпроизведен от , който показва зависимостите от енергията на падащия протон: (b) съотношението на изходите на пиони с различни знаци 7r~/7r+ и (a) параметъра на обратния наклон на спектъра To за апроксимация Eda/dp - C exp(-Tx/To ) напречни сечения за производството на кумулативни пиони, измерени под ъгъл от 180°. Това означава, че независимостта на формата на спектрите от първичната енергия започва с разликата в скоростите на сблъскващите се частици \YAii - YAi\> 2. Друг установен модел е независимостта на спектрите на кумулативните частици от вида на частицата, върху която се извършва фрагментация (виж фиг. 2). Тъй като дисертационният труд разглежда експериментални данни за фрагментирането на поляризирани дейтрони в кумулативни пиони, закономерностите, установени в реакциите с производството на кумулативни частици (зависимост от атомната маса на фрагментиращото ядро, зависимост от типа на откритата частица и др.), няма да бъдат разглеждани по-подробно. Ако е необходимо, можете да ги намерите в рецензиите: , , , . Ориз. 1: Енергийна зависимост на падащия протон (Tp) от (a) параметъра на реципрочния наклон To и (b) съотношението на изходите tt~/tt+ интегрирани, започвайки от енергия на пион от 100 MeV. Фигурата и данните, отбелязани с кръгове, са взети от. Данните, отбелязани с триъгълници, са цитирани от. B.3 Описание на поляризирани състояния на частици със спин 1 За удобство на по-нататъшното представяне правим кратък преглед на понятията , , които се използват при описание на реакциите на частици със спин 1. При обикновени експериментални условия ансамбъл от частици със спин (лъч или мишена) се описва от матрица на плътността p, чиито основни свойства са следните: 1. Нормализация Sp(/5) = 1. 2. Ермитност p = p+. Настоящ експеримент r Справка 6 P-1-1-1-1-S f Настоящ експеримент T ▼ Справка 6 L-S O - Si - Rb f d sh Кумулативна мащабна променлива xs Ориз. Фигура 2: Зависимост на напречното сечение за производството на кумулативни частици от кумулативната мащабираща променлива xc (57) (вижте раздел III.2) за фрагментирането на дейтронов сноп върху различни мишени в пиони при нулев ъгъл. Снимка от работа. 3. Средната стойност на оператора O се изчислява като (O) = Sp(Op). Поляризацията на ансамбъл (за определеност лъч) от частици със спин 1/2 се характеризира с посоката и средно аритметичнообратно. Що се отнася до частиците със спин 1, трябва да се прави разлика между векторни и тензорни поляризации. Терминът "тензорна поляризация" означава, че описанието на частици със спин 1 използва тензор от втори ранг. По принцип частиците със спин I се описват от тензор от ранг 21, така че за I > 1 трябва да се прави разлика между поляризационните параметри от 2-ри, 3-ти ранг и т.н. През 1970 г. на 3-ия международен симпозиум по поляризационни явления беше приета т. нар. Конвенция от Мадисън, която по-специално регулира обозначенията и терминологията за поляризационни експерименти. При записване на ядрената реакция A(a, b)B върху частици, които влизат в реакцията в поляризирано състояние или чието поляризационно състояние се наблюдава, се поставят стрелки. Например обозначението 3H(c?,n)4He означава, че неполяризираната 3H цел е бомбардирана от поляризирани дейтрони d и че се наблюдава поляризация на получените неутрони. Когато говорим за измерване на поляризацията на частица b в ядрена реакция, имаме предвид процеса A(a,b)B, т.е. в този случай лъчът и целта не са поляризирани. Параметрите, описващи промените в напречното сечение на реакцията, когато лъчът или мишената (но не и двете) са поляризирани, се наричат анализиращи способности на реакцията A(a, b)B. По този начин, освен специалните случаи, поляризациите и аналитичните способности трябва да бъдат ясно разграничени, тъй като те характеризират различни реакции. Реакции като A (a, b) B, A (a, b) B и т.н. се наричат реакции на поляризационен трансфер. Параметрите, свързващи спиновите моменти на частицата b и частицата o, се наричат коефициенти на поляризационен трансфер. Терминът "спинови корелации" се прилага за експерименти с реакции от формата A(a,b)B и A(a,b)B, в който случай поляризацията на двете получени частици трябва да бъде измерена в едно и също събитие. При експерименти с лъч от поляризирани частици (измервания на способностите за анализ), в съответствие с Конвенцията Мадисън, оста z е насочена по импулса на частицата на лъча kjn, оста y е насочена по протежение на k(n x kout (т.е. , перпендикулярно на равнината на реакция), а оста x трябва да бъде насочена така, че получената координатна система да е дясна. Състоянието на поляризация на система от частици със спин / може напълно да се опише с (21+1)2 - 1 параметъра. По този начин, за частици със спин 1/2, трите параметъра pi образуват вектор p, наречен поляризационен вектор. Изразът по отношение на оператора спин 1/2, означен с c, е следният: Pi = fa), i = x,y,z, (5) където ъгловите скоби означават осредняване за всички частици от ансамбъла (в нашия случай лъча). Абсолютната стойност на p е ограничена< 1. Если мы некогерентно смешаем п+ частиц в чистом спиновом состоянии, т.е. полностью поляризованных в некотором тази посока, и частици, напълно поляризирани в противоположната посока, поляризацията ще бъде p - , или p = N+-N- , (6) ако под iV+ = и AL = n™+n разбираме частта от частици във всяка от двете държави. Тъй като поляризацията на частици със спин 1 се описва от тензор, нейното представяне става по-сложно и по-малко визуално. Поляризационните параметри са някои наблюдаеми величини на спиновия оператор 1, S. Използват се два различни набора от дефиниции за съответните поляризационни параметри - моментите на декартовия тензор Pi, pij и спиновите тензори tkq. В декартови координати, съгласно конвенцията на Мадисън, поляризационните параметри се дефинират като Pi - (Si) (векторна поляризация), (7) 3 u - -(SiSj + SjSi) - 25ij (тензорна поляризация), (8) = 5(5 + 1) =2 , (9) r имаме връзката Pxx+Pyy+Pzz = 0. (десет) Така поляризацията на тензора се описва от пет независими величини (pxx, pyy, pxy, pxz, pyz), което заедно с трите компонента на поляризационния вектор дава осем параметъра за описание на поляризираното състояние на частица със спин 1. Съответната матрица на плътността може да бъде записана като: P = \( 1 + + SjSi)) . (единадесет) Описанието на поляризационното състояние по отношение на спиновите тензори е удобно, тъй като те са по-лесни от декартовите, те се трансформират по време на въртене на координатната система. Спиновите тензори са свързани помежду си чрез следната връзка (виж): tkq - N Y,(kiqik2q2\kq)ikiqiik2qz > (12) 9192 където q\k2q2\kq) са коефициентите на Clebsch-Gordan, а N е нормализиращият коефициент, избран така, че условието Sp(MU) = (2S + l)6kkl6qqi. (13) Най-ниските моменти на въртене са: Yu \u003d 1 5 h o - Sz, h -1 \u003d ^ (Sx - iSy) . За спин I, индексът k варира от 0 до 21 и |d|< к. Отрицательные значения q могут быть отброшены, поскольку имеется связь tk q = (-1)Ч*к + . Для спина 1 сферические тензорные моменты определяются как Така векторната поляризация се описва от три параметъра: реалното tw и комплексното tw, а тензорната поляризация се описва от пет параметъра: реалното tw и комплексното tw hi След това разглеждаме ситуацията, когато спиновата система има аксиална симетрия по отношение на оста ((ще оставим обозначението l за координатната система, свързана с разглежданата реакция, както е описано по-горе). Този конкретен случай е интересен, защото лъчите от източниците на поляризирани йони обикновено имат аксиална симетрия.Представете си следното състояние като некохерентна смес, съдържаща фракцията N+ от частици със завъртания по протежение на С, фракцията AL на частиците със завъртания по дължината и фракцията No на частиците със завъртания, равномерно разпределени в посоки в равнината, перпендикулярна на В този случай само два поляризационни момента на лъча са различни от нула, t\o (или p^) и t2o (или p^).Нека насочим оста на квантуване по оста на симетрия t и заменим в обозначение t с r и z с (. Очевидно е, че (5^) е просто равно на N+ - N- и съгласно (15) и (7): 15) векторна поляризация), t2i = -^((Sx.+ iSy)Sg.+ Sg(Sx+iSy)) , t22 = f((Sx + iSy)2) тензорна поляризация). 17) (N+ - N-) (векторна поляризация). От (16) и (8) следва, че T20 = ^=(1 - 3Nq) или PCC = (1-3b), където се използва, че (N+ + N-) = (1 - Не). Ако всички моменти от 2-ри ранг отсъстват (N0 = 1/3), говорим за чисто векторна поляризация на лъча. Максималните възможни стойности на поляризацията на такъв лъч са r0ax- - y2/3 или (19) pmax. 2/3 (чисто векторна поляризация). За случая на чисто тензорна поляризация (mu = 0), от уравнения (17) и (18) получаваме -\/5<Т2О<-7= ИЛИ (20) л/2 2 < рсс < +1 . Долната граница съответства на No - 1, горната - AG+ = AL = 1/2. В общия случай оста на симетрия ξ на поляризиран лъч от източник може да бъде произволно ориентирана по отношение на координатната система xyz, свързана с разглежданата реакция. Нека изразим спиновите моменти в тази система. Ако ориентацията на оста (е зададена от ъглите /3 (между осите z и C) и φ (въртенето с -φ около оста z довежда оста C до равнината yz), както е показано на фиг. 3, и в рамката C поляризациите на лъча са равни на T20, тогава тензорните моменти в системата xyz са: Векторни моменти: Тензорни моменти: 10 = r10COS/3, t20 = -7p(3cOS2/? - 1) , (21) itn = ^Lsin/fe4*-. t2l = sinPcosRe(f, l/2 l/2 В общия случай инвариантното напречно сечение a = Eda/dp на реакцията A(a, b)B се записва като: st = ao(Etkqnq) . (22) k,q Стойностите на Tkq се наричат аналитични способности на реакцията. Конвенцията на Мадисън препоръчва определяне на тензорни анализиращи мощности като Tkq (сферична) и A;, Lu (декартова). Четири анализиращи способности - вектор gTz и тензор Ty, T2\ и T22 Ориз. 3: Ориентация на оста на симетрия £ на поляризирания лъч по отношение на координатната система xyz, свързана с реакцията, xz е реакционната равнина (3 е ъгълът между осите z (посоката на падащия лъч) и въртенето na- f около оста z поставя оста £ в равнината yz. Те са валидни поради запазване на паритета и Ty = 0. Като се вземат предвид тези ограничения, уравнение (22) приема формата: sg =<70-. В декартови координати същата секция се записва като: 3 1 2 1 a - сто tkq , (25) т.е. векторната анализираща мощност е равна на векторната поляризация в обратната реакция: T2l = -^r.реакция. ^(2?) За еластичното разсейване, когато отговорът е идентичен на неговия обратен, векторната поляризация е равна на векторната анализираща мощност. Следователно в някои статии за изследване на разсейването на поляризирани частици се говори за поляризационни измервания, когато, строго погледнато, се измерва силата на анализ. Независимо от това, за еластичното разсейване на дейтроните е необходимо да се прави разлика между анализиращата сила и поляризацията £21 поради разликата в знака. B.4 Кратък преглед на данните за реакцията на фрагментиране на дейтероните в кумулативни протони Нека обобщим накратко известните към момента резултати от изследването на реакцията на фрагментация на дейтрони в протони d(pd > 1 GeV/c) + А р(® = 0°) + X , (28), тъй като те ще бъдат необходими при мотивирането на измервания, разгледани в дипломната работа и обсъждане на получените резултати. В продължение на двадесет години изследвания на реакция (28) с поляризирани и неполяризирани дейтрони са натрупани голямо количество експериментални данни, които инициират появата на редица теоретични модели, насочени към описание на структурата на дейтрона и механизма на реакцията. Тази реакция има най-голямо, в сравнение с фрагментирането на други адрони, напречно сечение и ясна интерпретация в рамките на импулсното приближение. В този случай основният принос към напречното сечение идва от зрителния механизъм, който е изобразен на диаграмата, показана на фиг. четири. Ориз. 4: Диаграма на зрителя за фрагментирането на деутрона в протон. За двукомпонентна (S- и D-вълна) вълнова функция на дейтрон (наричана по-нататък "WFD"), диференциалното напречно сечение (Eda/dp) и тензорната анализираща мощност T20 се записват, както следва: E~(p)^(u2(k)+w2(k)) , . , 2u(k)w(k) -w2(k)/V2 da u2(k) + w2(k) Тук p е импулсът на открития протон и и w са радиалните компоненти на PFD съответно за S- и D-вълните. Поради значителната роля на релативистичните ефекти, връзката между променливата k, която играе ролята на вътрешния импулс на нуклона в дейтрона, и импулса на открития протон зависи от метода за описание на дейтрона. Това се дължи на фундаменталната невъзможност за разделяне, движението на центъра на масата и относителното движение в система от частици, движещи се с релативистични скорости. Най-общо казано, методът на релативизация на WFD, т.е. начинът, по който релативистичните ефекти се вземат предвид в него, е една от основните разлики между теоретичните модели, използвани за описание на реакцията (28). Следователно, когато се сравняват експериментални данни с теоретични модели, специфичният метод на PFD релативизация ще бъде специално уточнен, но тук ще разчитаме на така наречената минимална релативизационна схема. Схемата на минимална релативизация е разглеждането на WFD в динамика на светлинния фронт с фиксиран избор на посоката на светлинния фронт (z + t = 0). Този подход, очевидно, е предложен за първи път в и широко използван в описанието на съставни релативистични системи (виж, например, , , , ). При този подход импулсът p на открития протон и вътрешният импулс k на нуклона в дейтрона са свързани чрез връзката: m, M са масите на протона и дейтрона, p, d са техните триизмерни импулси. Нерелативистичните функции, зависещи от A, се използват като вълнова функция; и умножен по коефициента на нормализиране 1/(1 - a). Напречното сечение за фрагментация на неполяризирани дейтрони в протони при нулев ъгъл е изследвано в диапазона от 2,5 до 17,8 GeV/c на импулса на първичните дейтрони в работите , , , , , , . Като цяло, получените експериментални спектри са добре описани от спец 32) чрез таторски механизъм, използващ общоприета WFD, например Reid или Paris WFD. 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 k. GeV/c Ориз. 5: Нуклонно относително разпределение на импулса в дейтрона, извлечено от експериментални данни за различни реакции, включващи дейтрона. Снимка от работа. И така, от фиг. Фигура 5 показва, че импулсните разпределения на нуклоните в дейтрона са в добро съответствие, извлечени от данните за реакциите: нееластично разсейване на електрони върху дейтрона d(e,e")X, еластично обратно разсейване на протон-дейтрон p(d, p)d и разпадане на дейтрон. С изключение на обхвата на вътрешните импулси k от 300 до 500 MeV/c, данните се описват от зрителния механизъм с помощта на Парижкия PFD. За да се обясни несъответствието в тази област, бяха използвани допълнителни механизми. По-специално, като се вземе предвид приносът от преразсейването на пиони в междинното състояние, прави възможно задоволителното описване Въпреки това, несигурността в изчисленията е около 50% поради несигурността в познаването на функцията на върха irN, която освен това , при такива изчисления трябва да се знае извън обвивката. За да обясним експерименталните спектри, взехме предвид факта, че за големи вътрешни моменти (т.е. малки междунуклонни разстояния 0,4 1,2 2,0 2. Inn - 0,2/k), могат да се появят ненуклонни степени на свобода. По-специално, в тази работа беше въведена смес от шесткварковия компонент \6q), чиято вероятност беше ~ 4%. По този начин може да се отбележи, че като цяло спектрите на протоните, получени по време на фрагментирането на дейтрони в протони при нулев ъгъл, могат да бъдат описани до вътрешни моменти от ~ 900 MeV/c. В този случай е необходимо или да се вземат предвид диаграмите, следващи след приближението на импулса, или да се модифицира PFD, като се вземе предвид възможното проявление на ненуклонни степени на свобода. Наблюдаванията на поляризацията за реакцията на разпадане на дейтрона са чувствителни към относителния принос на компонентите на PFD, съответстващи на различни ъглови моменти, така че експериментите с поляризирани дейтрони предоставят допълнителна информация за структурата на дейтрона и механизмите на реакцията. Понастоящем има обширни експериментални данни за тензорната анализираща мощност на T20 за реакцията на разпадане на тензорно поляризирани дейтрони. Съответният израз в зрителния механизъм е даден по-горе, виж (30). Експерименталните данни за Tad, получени в работите , , , , , , , , , са показани на фиг. 6, което показва, че започвайки от вътрешни моменти от порядъка на 0,2 - f - 0,25 GeV/c, данните не се описват от общоприетите двукомпонентни PFD. Отчитането на взаимодействието в крайното състояние подобрява съгласието с експерименталните данни до моменти от порядъка на 0,3 GeV/c. Отчитането на приноса на шесткварковия компонент в дейтрона позволява да се опишат данните до вътрешни моменти от порядъка на 0,7 GeV/c. Поведението на T20 за моменти от порядъка на 0,9 -f-1 GeV/c е в най-добро съответствие с изчисленията в рамките на КХД, използвайки метода на намалените ядрени амплитуди , , който отчита антисиметризацията на кварки от различни нуклони. И така, обобщавайки горното: 1. Експерименталните данни за напречното сечение на фрагментацията на неполяризирани дейтрони в протони при нулев ъгъл могат да бъдат описани от гледна точка на нуклонния модел. 2. Данните за T20 досега са описани само с участието на ненуклонни степени на свобода. B.5 Цел и структура на дипломната работа Целта на тази дисертация е да се получат експериментални данни за способността за тензорен анализ на реакцията Т20 Ta, за df *12C-> p(O") + X 0 200 400 600 800 1000 k (MeV/c) Ориз. 6: Тензорна анализираща мощност на реакцията на разпадане на дейтрон T2o. Снимка от работа. 60) фрагментация на тензорно поляризирани дейтрони в кумулативни (подпрагови) пиони при нулев ъгъл върху различни цели, както и създаването софтуерза системи за събиране на данни на експериментални съоръжения, извършващи поляризационни измервания в ускорителния комплекс LHE. В структурно отношение дисертационният труд се състои от увод, три глави и заключение.
Подобни тези по специалност "Физика на атомното ядро и елементарните частици", 01.04.16 код ВАК
Изследване на ъгловата зависимост на анализиращите способности на реакцията dd→3Hp при енергия 200 MeV 2010 г., кандидат на физико-математическите науки Алексей Константинович Курилкин
Измерване на способностите за тензорен и векторен анализ на нееластичното разсейване на поляризирани дейтрони върху протони в областта на енергиите на възбуждане на резонанс на Ропер и делта изобар 2001 г., кандидат на физико-математическите науки Малинина, Людмила Владимировна
Масов спектър на уравнението на Bethe-Salpeter и релативистични ефекти при разсейване на протон-деутерон 2001 г., кандидат на физико-математическите науки Семих, Сергей Сергеевич
Изследване на анализиращите способности на реакциите dd→pX и d12C→pX при междинни енергии 2011 г., кандидат на физико-математическите науки Киселев, Антон Сергеевич
Създаване на поляризирана газова мишена водород-деутерий за експеримента ANKE върху вътрешния лъч на пръстена за съхранение на ускорителя COSY 2007 г., кандидат на физико-математическите науки Григориев, Кирил Юриевич
Заключение за дисертация на тема "Физика на атомното ядро и елементарни частици", Исупов, Александър Юриевич
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Нека формулираме основните резултати и изводи от дисертационния труд:
1. За първи път е измерена стойността на тензорната анализираща мощност Т2о в реакцията d + А -7Г±(@ = 0°) + X фрагментация на тензорно поляризирани дейтрони в кумулативни пиони при нулев ъгъл в две формулировки:
За фиксиран импулс на пиони pn = 3,0 GeV/c за импулс на дейтрони pd в диапазона от 6,2 до 9,0 GeV/c;
За фиксиран импулс на дейтрон pa = 9,0 GeV/c за импулс на пион Pt в диапазона от 3,5 до 5,3 GeV/c.
2. Измерената стойност на тензорната анализираща мощност T20 не зависи от атомната маса A на целевото ядро в интервала A = 1->-12.
3. Измерената стойност на T2o не зависи от знака на открития пион.
4. Измерената стойност на T20 дори не е качествено описана от известните в момента теоретични изчисления в приближението на импулса в нуклонния модел на деутрона.
5. Създадена е разпределена система за събиране и обработка на данни qdpb, която дава основата за изграждане на системи за събиране на данни за експериментални инсталации.
6. На базата на системата qdpb е създадена система за събиране на данни DAQ SPHERE, която е използвана до момента в 8 пуска на извлечения лъч на Синхрофазотрон и Нуклотрон LHE.
7. На базата на системата qdpb са създадени системи за събиране на данни за поляриметри LHE: високоенергийни на извлечения лъч, както и на вътрешната цел на Нуклотрона - векторния поляриметър и впоследствие - векторно-тензорния поляриметър.
В заключение бих искал да благодаря на ръководството на Лабораторията за високи енергии и лично на А. И. Малахов, както и на персонала на ускорителния комплекс и източника POLARIS, които в продължение на много години предоставяха възможност за провеждане на експериментална работа, резултатите от която залегна в основата на представения дисертационен труд.
Изразявам дълбоката си благодарност на моите ръководители - А. Глитвиненко, без чиято помощ тази дисертационна работа нямаше да бъде завършена в работата и живота, и Л. С. Золин, който инициира както поставянето на описаните експерименти, така и много от техническите разработки, включени в тази работа.
Считам за приятна необходимост да изразя искрената си благодарност на I.I. Migulina за моралната подкрепа, която не може да бъде надценена, както и за многогодишната работа като част от сътрудничеството на СФЕРА, резултатите от която значително улесниха подготовката на дисертационния труд. .
Считам за свой дълг да благодаря на колегите си К. И. Грицай, С. Г. Резников, В. Г. Олшевски, С. В. Афанасиев, А. Ю. по професионални (и не само) теми, както и на всички участници в сътрудничеството на СФЕРА през последното десетилетие, защото без за тях би било абсолютно невъзможно да се получат резултатите, представени в тази статия.
Специални благодарности на автора - Л. С. Ажгирей и В. Н. Жмиров, служители на високоенергийния поляриметър LHE, както и на покойния Г. Д. Столетов за ползотворно сътрудничество, което доведе до създаването на съвременен поляриметричен софтуер.
Благодарен съм на Ю. К. Пилипенко, Н. М. Пискунов и В. П. Ладигин, които по различно време инициираха някои от разработките, включени в дисертационния труд.
Списък с литература за дисертационно изследване Кандидат на физико-математическите науки Исупов, Александър Юриевич, 2005 г.
1. А. М. Балдин. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 8(3), 429, (1977).
2. А.В.Ефремов. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 13(3), 613, (1982).
3. V.S.Stavinsky. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 10(5), 949, (1979).
4. В.К.Лукянов и А.И.Титов. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 10(4), 815, (1979).
5. O.P. Gavrishchuk и др. Ядрена физика A, A(523), 589, (1991).
6. И. М. Беляев, О. П. Гаврищук, Л. С. Золин и В. Ф. Переседов. Ядрена физика, 56(10), 135, (1993).
7. Н. А. Никифоров и др. Phys. Rev. C, C(2), 700, (1980).
8. С. В. Бояринов и др., Ядрена физика, 50 (6), 1605, (1989).
9. С. В. Бояринов и др., Ядрена физика, 54 (1), 119, (1991).
10. К. В. Аланакян и др., Ядрена физика, 25, 545, (1977).
11. L. Anderson и др. Phys. Rev. C, C28(3), 1224, (1983).
12 E. Moeller и др. Phys. Rev. C, C28(3), 1246, (1983).
13. А. М. Балдин. Ядрена физика A, A(434), 695, (1985).
14. В. В. Буров, В. Клукянов и А. И. Титов. Съобщения на ОИЯИ, P2-10244, (1976).
15. А. М. Балдин. Съобщения на ОИЯИ, E2-83-415, (1983).
16. А. В. Ефремов и др. В сборника на Xl-тия международен семинар по проблемите на физиката на високите енергии, ISHEPP"92, страница 309, Дубна, Русия, (1992 г.). ОИЯИ, Дубна, 1994 г.
17. BCDMS сътрудничество. JINR Communications, El-93-133, (1993).
18. А. Г. Литвиненко, А. И. Малахов и П. И. Зарубин. Мащабна променлива за описание на кумулативното производство на частици при сблъсъци между ядра. Бързи комуникации на ОИЯИ, 158]-93, 27-34, (1993).
19. Л. С. Шрьодер. Phys. Rev. Lett., 43(24), 1787, (1979).
20. И. М. Беляев и др., Препринт на ОИЯИ, Р1-89-463, (1989).
21. А. М. Балдин и др., Ядрена физика, 20, 1201 (1979).
22. Ю.С. Ядрена физика, 60 (6), 1070-1077, (1997).
23. В. Хеберли. Ан. Rev. Nucl. Sci., 17, 373 (1967).
24. Л. Илапид. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 15(3), 493, (1984).
25. H. H. Barshall и W. Haeberli. В Proc. 3-ти междун. Symp. Поляризационни явления Nucl. Реакции, страница XXV, Медисън, САЩ, (1970). Унив. на Wisconsin Press, Медисън, 1971 г.
26. LJ.B.Goldfarb. Nucl. Phys., 7, 622 (1958).
27. У. Лакин. Phys. Rev. 98, 139 (1955).
28. D.M. Brink и G.R. Stachler. Ъглови моменти. Oxford Claredon Press, (1968).
29. Г. Р. Сатчлър. Nucl. Phys., 8, 65 (1958).
30. L.C. Биденхарн. Nucl. Phys., 10, 620 (1959).
31. L. DLandau и E.M. Lifshits. Теория на полето. Наука, М., 7 изд., (1988).
32. В. А. Карманов. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 19(3), 525, (1988).
33. P.A.M. Дирак. Rew.Mod.Phys., 21(3), 392-399, (1949).
34. Л. А. Кондратюк и М. В. Терентиев. Ядрена физика, 4, 1044, (1980).
35. Л. Л. Франкфурт и М. И. Стрикман. Phys. Rep., 76, 215 (1981).
36. А. П. Кобушкин. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 12, 487 (1986).
37. Г. Иликасов. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 24(1), 140, (1993).
38. В. Г. Аблеев и др., JETP Lett., 37, 196 (1983).
39. В. Г. Аблеев и др. Ядрена физика A, A(393), 491, (1983).
40. В. Г. Аблеев и др. Ядрена физика A, A(411), 541e, (1983).
41. А. М. Балдин и др. Препринт на ОИЯИ, P1-11168, (1977).
42. В. Г. Аблеев и др. Бързи комуникации на ОИЯИ, 152]-92, 10, (1992).
43. В. В. Глаголев и др. Z.Phys.A, A(357), 608, (1997).
44. Р. В. Рийд. Ann Phys. (N.Y.), 50, 411, (1968).
45 M. Lancombe et al. Phys. Lett. B, B(101), 139, (1981).
46. A.P. Кобушкин. В докладите на международния симпозиум DEUTERON"93, DEUTERON"93, Дубна, Русия, (1993). ОИЯИ, Дубна, 1994.
47. П.Бостед. Phys. Rev. Lett., 49, 1380 (1982).
48 P. Berset et al. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 8, Llll, (1982).
49. М. А. Браун и В. В. Вечернин. Ядрена физика, 28, 1446, (1978).
50. М. А. Браун и В. В. Вечернин. Ядрена физика, 46, 1579, (1986).
51. М. А. Игнатенко и Г. Иликасов. Ядрена физика, 48, 1080, (1987).
52. А. Кобушкин и Л. Визирева. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 8, 893 (1982).
53. C. F. Perdrisat. Phys. Rev. Lett., 59, 2840 (1987).
54. V. Punjabi et al. Phys. Rev. C, C39, 608, (1989).
55. В. Г. Аблеев и др., JETP Lett., 47, 558 (1988).
56. В. Г. Аблеев и др. JINR Rapid Communications, 443]-90, 5, (1990).
57. N.T. Cheung et al. Phys. Lett. B, B(284), 210, (1992).
58. V. Kuehn и др. Phys. Lett. B, B(334), 298, (1994).
59. T.Aono и др. Phys. Rev. Lett., 74, 4997 (1995).
60. L.S. Azhgirey и др. Phys. Lett. B, B(387), 37, (1996).
61. L.S. Azhgirey и др. JINR Rapid Communications, 377]-96, 23, (1996).
62. М. Г. Долидзе и Г. И. Ликасов. Z.Phys.A, A(335), 95, (1990).
63. М. Г. Долидзе и Г. И. Ликасов. Z.Phys.A, A(336), 339, (1990).
64. А. П. Кобушкин. J. Phys. G.: Nucl. Part. Phys., 19, (1993).
65. S. J. Бродски и J. R. Hiller. Phys. Rev. C, C(28), 475, (1983).
66. Л. С. Ажгирей и др., Инструменти и експериментална техника, 1, 51, (1997).
67. Ю. С. Анисимов, А. Ю. Писма до ECHAYA, 1(1 118]), 68-79, (2004).
68. Ю.С. Кратки съобщения ОИЯИ, 573]-95, 3M0,1995).
69. С.Афанасиев,., А.Ю.Исупов, Т.Ивата и др. Тензорна анализираща мощност T20 за кумулативно производство на пиони от дейтрони в енергийния регион на GeV. Ядрена физика A, A(625), 817-831, (1997).
70. С.В.Афанасиев, А.Ю.Исупов и др. Фрагментиране на тензорно поляризирани дейтрони в кумулативни пиони. Phys. Lett. B, B(445), 14-19, (1998).
71. K.I.Gritsaj и A.Yu.Isupov. Изпробване на разпределена преносима система за събиране и обработка на данни: qdpb данни
72. Обработка с точки на разклонение. Съобщения на ОИЯИ, E10-2001-116, 1-19, (2001).
73. А.Ю.Исупов. Системи за събиране на данни за поляриметри с висока енергия и вътрешна мишена Nuclotron с мрежов достъп до резултати от поляризационни изчисления и необработени данни. чешки. J Phys. Допълнение, A55, A407-A414, (2005).
74. Л. Золин, А. Литвиненко и П. Рукояткин. Изследване на силата на тензорен анализ при кумулативно производство на частици върху поляризиран дейтронов лъч в синхрофазотрона в Дубна. JINR Rapid Communications, 1 69]-95, 53, (1995).
75. Н. С. Амелин и Г. Иликасов. Ядрена физика, 33, 100, (1981).
76. S. L. Belostozky et al. Phys. Lett. B, B(124), 469, (1983).
77. SL Belostotsky и др., Nuclear Physics, 42, 1427, (1985).
78. O.P. Gavrishchuk и др. Phys. Lett. B, B(255), 327, (1991).
79. I.M.Belyaev et al. JINR Rapid Communications, 228]-88, (1988).
80. О. П. Гаврищук, Л. С. Золин и И. Г. Косарев. Съобщения на ОИЯИ, R1-91-528, (1991).
81. L.S. Azhgirey и др. JINR Communications, El-94-155, (1994).
82. А. А. Номофилов и др. Phys. Lett. B, B(325), 327, (1994).
83. И. М. Ситник и др. В сборника на Xl-тия международен семинар по проблемите на физиката на високите енергии, ISHEPP"92, страница 443, Дубна, Русия, (1992 г.). ОИЯИ, Дубна, 1994 г.
84. Л. Л. Франкфурт и М. И. Стрикман. Ядрена физика A, A(407), 557, (1983).
85. М. В. Токарев. В сборника на международния семинар DEUTERON"91, том E2-92-25 на DEUTERON"91, страница 84, Дубна, Русия, (1991). ОИЯИ, Дубна, 1992.
86. ИБ Исински и др. Acta Phys. Polonica, 25, 673 (1994).
87. А. А. Белушкина и др. В Proc. на 7-ми межд. Symp. по физика на спина при високи енергии, том 2, страница 215, Протвино, СССР, (1986). IHEP, Серпухов, 1987.
88. Л. С. Золин, А. Г. Литвиненко, Ю. К. Пилипенко, С. Г. Резников, П. А. Рукояткин и В. В. Фимушкин. Мониторинг на тензорна поляризация на високоенергийни дейтронни снопове. Кратки съобщения ОИЯИ, 288]-98, 27-36, (1998).
89. В. Г. Аблеев и др. Nucl.Instr. and Meth.in Phys.Res., A(306), 73, (1991).
90. Ю.Е.
91. С. А. Аверичев и др. Съобщения на ОИЯИ, P1-85-512, (1985).
92. R. Brun et al. Ръководство за потребители на GEANT., том Entry W5013 от програмната библиотека на CERN. CERN, Женева, Швейцария, (1994 г.).
93. А. М. Балдин и др. Съобщения на ОИЯИ, 1-82-28, (1982).
94. И. Х. Атанасов и И. Р. Русанов. Препринт ОИЯИ, Р13-2000-123, (2000).
95. Морис Й. Бах. Дизайнът на операционната система UNIX. Prentice-Hall Corp., Ню Джърси, (1986).
96. У. Вахалиа. Вътрешни елементи на UNIX: новите граници. Prentice-Hall Corp., Ню Джърси, (1996 г.).
97. D. Burckhart и др. Преглед и перспективи на системата за събиране на данни CASCADE в CERN. В Proc. на Конференцията за приложения в реално време на компютри в ядрената физика, физиката на частиците и плазмата, Ийст Лансинг, Мичиган, САЩ, (1995 г.).
98. В. Г. Олшевски и В. Ю. Помякушин. Използване на OS UNIX на контролния компютър на инсталацията MYUSPIN. Съобщения на ОИЯИ, Р10-94-416, 1, (1994).
99. К. И. Грицай и В. Г. Олшевски. Софтуерен пакет за работа с CAMAC в операционна система FreeBSD. Съобщения на ОИЯИ, Р10-98-163, 1, (1998).
100. И. Чурин и А. Георгиев. Микрообработка и микропрограмиране, 23, 153 (1988).
101. В. А. Антюхов, Н. И. Журавльов, С. В. Игнатиев, Г. Крайпе, А. В. Малишев, Т. Опалек, В. Т. Сидоров, А. Н. Синаев, А. А. Стахин и И. Н. Чурин. Цифрови блокове в стандарта CAMAC (издание XVIII). Съобщения ОИЯИ, R10-90-589, 20, (1990).115116117118119120121122123124
102. В. А. Антюхов, Н. И. Журавльов, С. В. Игнатиев, Г. Крайпе,
103. А. В. Малишев, Т. Опалек, В. Т. Сидоров, А. Н. Синаев, А. А. Стахин и И. Н. Чурин. Цифрови блокове в стандарта CAMAC (издание XVIII). Съобщения на ОИЯИ, R10-90-589, 16, (1990).
104. С. Н. Базилев, В. М. Слепнев и Н. А. Шутова. Контролер за каси CAMAC SSRS4, базиран на пълен IBM PC. Доклади от XVII Международен симпозиум по ядрена електроника; NEC "1997, стр. 192, Варна, България, (1997). ОИЯИ, Дубна, 1998. http://afi.jinr.ru/ccpc .
105. Valerie Quercia и Tim O "Reilly. Том трети: Ръководство за потребителя на системата X Window". O "Reilly & Associates, (1990).
106. R. Brun, N. Buncic, V. Fine и F. Rademakers. КОРЕН. Справочно ръководство за класа. CodeCERN, (1996). Вижте също http://root.cern.ch/.
107. Р. Брун и Ф. Радемейкърс. ROOT Обектно ориентирана рамка за анализ на данни. В Proc. на семинара AIHENP"96, том A(389) на Nucl.Instr.and Meth.in Phys.Res. (1997), страници 81-86, Лозана, Швейцария. Вижте също http://root.cern.ch/ .
108. R. Brun, N. Buncic, V. Fine и F. Rademakers. КОРЕН. Преглед. CodeCERN, (1996). Вижте също http://root.cern.ch/.
109. Р. Брун и Д. Лиенарт. Ръководство за потребителя на HBOOK., том Entry Y250 от програмната библиотека на CERN. CERN, Женева, Швейцария, (1987).
110. Н. Г. Анищенко и др. В Proc. на 5-ти межд. Symp. по физика на центрофугата на високите енергии, том 95 от AIP Conf, страница 445, Brookhaven, Ню Йорк, (1982). AIP, Ню Йорк, 1983 г.
111. В. С. Барашенков и Н. В. Славин. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 15(5), 997, (1984).
112. L. S. Azhgirey и др.. Диференциално напречно сечение, тензор Ayy и вектор Ay, анализиращи възможностите на реакцията 12C(d, p)X при 9 GeV/c и ъгъл на излъчване на протони от 85 mrad. Препринт ОИЯИ, R1-98-199, 1-31, (1998).
113. М. А. Браун и М. В. Токарев. Физика на елементарните частици и атомното ядро, 22, 1237, (1991).
114. А.Ю.Иларионов, А.Г.Литвиненко и Г.И.Ликасов. чешки. J Phys. Допълнение, A51, A307, (2001).
115. А.Ю.Иларионов, А.Г.Литвиненко и Г.И.Ликасов. Поляризационни явления при фрагментиране на дейтрони до пиони и ненуклонни степени на свобода в дейтрона. Евро. Phys. J., A(14), 247, (2002).
116. А.Ю.Иларионов, А.Г.Литвиненко и Г.И.Ликасов. Теоретичен анализ на възможностите за тензорен анализ в реакцията на фрагментация на дейтрони в пиони. Ядрена физика, 66 (2), 1-14, (2003).
117. R. Machleidt, K. Holinde и Chelster. Phys. Rep., 149, 1, (1987).
118. W. W. Бък и Ф. Грос. Phys. Rev., D20, 2361, (1979).
119. F. Gross, J. W. VanOrden и K. Holinde. Phys. Rev., C45, R1909, (1990).
120. А.Ю.Умников. Z. Phys., A357, 333, (1997).
121 А. В. Ефремов и др., Ядрена физика, 47, 1364 (1988).
Моля, имайте предвид, че научните текстове, представени по-горе, са публикувани за преглед и са получени чрез разпознаване на оригиналните текстове на дисертации (OCR). В тази връзка те могат да съдържат грешки, свързани с несъвършенството на алгоритмите за разпознаване. В PDF файловете на дисертациите и резюметата, които предоставяме, няма такива грешки.
1972
/
юни
Съвременно състояние на физиката и технологията за получаване на снопове от поляризирани частици
Съдържание: Въведение. Спиново състояние на частицата. Принципи на получаване на поляризирани йони. Метод на атомен лъч. Дисоциация на водородни молекули. Образуване на свободен атомен сноп. Водородни и деутериеви атоми в магнитно поле. Разделителен магнит. RF преходи. RF преходи в слабо поле. RF преходи в силно поле. Експлоатационни инсталации. Йонизация на атомен лъч. Йонизатор със слабо магнитно поле. Йонизатор със силно магнитно поле. Получаване на отрицателни йони чрез презареждане на положителни поляризирани йони. Йонизация от тежки частици. Агнешки метод. Енергийни нива на водородни и деутериеви атоми с н= 2 в еднородно магнитно поле. Времена от живота. Поляризация в метастабилно състояние. процеси на презареждане. Получаване на отрицателни йони. Получаване на положителни йони. Методи за увеличаване на поляризацията на лъча. Източник на отрицателно поляризирани йони. Измерване на йонната поляризация. бързи йони. бавни йони. Източници на поляризиран хелий-3 и литиеви йони. Поляризирани еднократно заредени йони на хелий-3. Източници на поляризирани литиеви йони. Магнетизиран монокристал като поляризационен донор. Инжектиране на поляризирани йони в ускорителя. Ускорител на Кокрофт-Уолтън и линеен ускорител. Ускорител на Ван де Грааф. Тандемен ускорител. Циклотрон. Натрупване на поляризирани йони. Ускоряване на поляризирани йони. Циклотрон. Синхроциклотрон. Фазотрон с пространствено изменение на магнитното поле. Синхротрон. Постиженията на отделните лаборатории. Бъркли, Калифорния. Лос Аламос. Заключение. Цитирана литература.
Ако приложеното поле E0 има произволна посока, тогава индуцираният диполен момент може лесно да се намери от суперпозицията
Където са компонентите на полето по отношение на главните оси на елипсоида. При проблеми с разсейване координатните оси обикновено се избират така, че да бъдат фиксирани по отношение на падащия лъч. Нека x" y" z" е такава координатна система, където посоката на разпространение е успоредна на оста z". Ако падащата светлина
x" е поляризиран, тогава от оптичната теорема имаме:
За да се извършат изчисления по формула (2.2), е необходимо да се изпишат p компонентите по отношение на осите, начертани с пунктирани линии. Равенството (2.1) може да се запише в матрична форма:
Записваме колонни вектори и матрици в по-компактна форма в съответствие със следната нотация:
С тази нотация 2.3 приема следната форма:
Компонентите на произволен вектор F се трансформират в съответствие с формулата:
Къде и т.н. В резултат от (2.5) и трансформацията (2.6) имаме:
където, поради ортогоналността на координатните оси, матрицата, обратна на е транспонираната матрица. По този начин поляризуемостта на елипсоида е декартов тензор; ако са дадени неговите компоненти в главните оси, тогава неговите компоненти в завъртените координатни оси могат да бъдат определени по формула (2.8). Напречното сечение на абсорбция за падаща поляризирана светлина се определя просто по формулата:
Където. По същия начин, ако падащата светлина е поляризирана, тогава
Ако векторната амплитуда на разсейване
за дипол, осветен от -поляризирана светлина, заместваме в уравнението на напречното сечение, тогава получаваме напречното сечение на разсейване
Където използвахме матричната идентичност. Подобен израз важи за напречното сечение на разсейване и за падаща поляризирана светлина.
Приложение.
Поляризираната светлина беше предложена да се използва за защита на водача от ослепителната светлина на фаровете на насрещна кола. Ако филмови поляроиди с ъгъл на предаване 45o се приложат към предното стъкло и фаровете на автомобил, например вдясно от вертикалата, водачът ясно ще види пътя и насрещните автомобили, осветени от собствените си фарове. Но за насрещните автомобили поляроидите на фаровете ще бъдат кръстосани с поляроидите на предното стъкло на тази кола и фаровете на насрещните автомобили ще изгаснат.
Два кръстосани поляроида формират основата на много полезни устройства. Светлината не преминава през кръстосани поляроиди, но ако поставите оптичен елемент между тях, който върти равнината на поляризация, можете да отворите пътя на светлината. Ето как са подредени високоскоростните електрооптични модулатори на светлината. Те се използват в много технически устройства - в електронни далекомери, оптични комуникационни канали, лазерна техника.
Известни са така наречените фотохромни очила, които потъмняват при ярка слънчева светлина, но не могат да предпазят очите с много бърза и ярка светкавица (например по време на електрическо заваряване) - процесът на потъмняване е сравнително бавен. Поляризираните очила имат почти моментална "реакция" (по-малко от 50 микросекунди). Светлината от ярка светкавица влиза в миниатюрни фотодетектори (фотодиоди), които подават електрически сигнал, под въздействието на който стъклата стават непрозрачни.
В стерео киното се използват поляризирани очила, които създават илюзията за триизмерност. Илюзията се основава на създаването на стерео двойка - две изображения, заснети под различни ъгли, съответстващи на зрителните ъгли на дясното и лявото око. Те се разглеждат така, че всяко око да вижда само предназначеното за него изображение. Изображението за лявото око се проектира върху екрана чрез полароид с вертикална трансмисионна ос, а за дясното око с хоризонтална ос и те са прецизно подравнени на екрана. Зрителят гледа през полароидни очила, в които оста на левия поляроид е вертикална, а десният е хоризонтален; всяко око вижда само „своето“ изображение и възниква стерео ефект.
За стереоскопична телевизия се използва метод за бързо редуващо се затъмняване на очилата, синхронизирано с промяната на изображенията на екрана. Поради инерцията на зрението възниква триизмерен образ.
Полароидите се използват широко за намаляване на отблясъците от стъклени и полирани повърхности, от вода (отразената от тях светлина е силно поляризирана). Поляризирани и светлинни екрани на течнокристални монитори.
Поляризационните методи се използват в минералогията, кристалографията, геологията, биологията, астрофизиката, метеорологията и при изучаването на атмосферните явления.
Физиците имат навика да вземат най-простия пример за феномен и да го наричат „физика“, а по-трудните примери оставят на други науки, като приложна математика, електротехника, химия или кристалография. Дори физиката на твърдото тяло за тях е само "полуфизика", защото се занимава с твърде много специални въпроси. Поради тази причина ще пропуснем много интересни неща в нашите лекции. Например, едно от най-важните свойства на кристалите и повечето вещества като цяло е, че техните електрически,
поляризуемостта е различна в различни посоки. Ако приложите електрическо поле във всяка посока, тогава атомните заряди ще се изместят леко и ще възникне диполен момент; големината на този момент зависи много силно от посоката на приложеното поле. И това, разбира се, е усложнение. За да улеснят живота си, физиците започват разговора със специалния случай, когато поляризуемостта е еднаква във всички посоки. А други случаи оставяме на други науки. Следователно, за нашите по-нататъшни разсъждения, изобщо няма да имаме нужда от това, за което ще говорим в тази глава.
Математиката на тензорите е особено полезна за описване на свойствата на вещества, които се променят с посока, въпреки че това е само един пример за нейното използване. Тъй като повечето от вас няма да стават физици, а възнамеряват да учат истинскив свят, където зависимостта от посоката е много силна, рано или късно ще трябва да използвате тензор. И така, за да нямате празнота тук, ще ви разкажа за тензорите, макар и не много подробно. Искам вашето разбиране за физиката да бъде възможно най-пълно. Електродинамика, например, имаме напълно завършен курс; той е пълен като всеки курс по електричество и магнетизъм, дори и институтски. Но механиката не е приключила с нас, защото когато я изучавахме, все още не бяхте толкова твърди в математиката и не можехме да обсъждаме такива раздели като принципа на най-малкото действие, лагранжиани, хамилтониани и т.н., които представляват повечетоелегантен начинописания на механиката. Въпреки това, пълният комплект законимеханика, с изключение на теорията на относителността, все още имаме. В същата степен като електричеството и магнетизма имаме много завършени раздели. Но тук няма да завършим квантовата механика; Все пак трябва да оставите нещо за бъдещето! И все пак, какво е тензор, все още трябва да знаете сега.
В гл. 30 подчертахме, че свойствата на кристалната материя са различни в различни посоки – казваме, че то анизотропно.Промяната в индуцирания диполен момент с промяна в посоката на приложеното електрическо поле е само един пример, но това ще вземем като пример за тензор. Ще приемем, че за дадена посока на електрическото поле индуцираният диполен момент на единица обем P е пропорционален на силата на приложеното поле E. (За много вещества при не твърде голямо E това е много добро приближение.) Нека константата на пропорционалността е α
. Сега искаме да разгледаме веществата, които имат α
зависи от посоката на приложеното поле, например познатия ви кристал турмалин, който дава двойно изображение, когато гледате през него.
Да предположим, че сме открили, че за някакъв избран кристал електрическото поле E 1 е насочено по оста Х,дава поляризация P 1, насочена по същата ос, и самсъс същия размер като негоелектрическо поле E 2, насочено по оста y,води до друга поляризация P 2 , също насочена по оста г.Какво се случва, ако се приложи електрическо поле под ъгъл 45°? Е, тъй като това ще бъде просто суперпозиция на две полета, насочени по осите хи y,тогава поляризацията P е равна на сумата от векторите P1 и P2, както е показано на фиг. 31.1, а.Поляризацията вече не е успоредна на посоката на електрическото поле. Не е трудно да се разбере защо това се случва. В кристала има заряди, които лесно се движат нагоре и надолу, но много трудно се движат настрани. Ако силата се прилага под ъгъл от 45 °, тогава е по-вероятно тези заряди да се преместят нагоре, отколкото настрани. В резултат на такава асиметрия на вътрешните еластични сили, преместването не протича по посока на външната сила. Разбира се, ъгълът от 45° не е подчертан. Това предизвика поляризация ненасочен по протежение на електрическото поле, точно и общо взето.Преди това просто имахме „късметлия“ да изберем такива брадви хи y,за което поляризацията P е насочена по протежение на полето E. Ако кристалът се завърти по отношение на координатните оси, тогава електрическото поле E 2, насочено по оста y, ще предизвика поляризация както по оста y,както и по оста Х.По същия начин, поляризацията P, причинена от поле, насочено по оста Х,също би имал Х-,както и y-компонентите. Така че вместо фиг. 31.1, аще получим нещо подобно на фиг. 31.1б. Но въпреки цялото това усложнение, величинаполяризацията P за всяко поле E все още е пропорционална на неговата големина.
Нека сега разгледаме общия случай на произволна ориентация на кристала спрямо координатните оси. Електрическо поле, насочено по оста Х,дава поляризация P с компоненти във всичките три оси, така че можем да напишем
С това искам само да кажа, че електрическото поле е насочено по оста Х,създава поляризация не само в тази посока, води до три компонента на поляризация R x,RUи Pz, всяка от които е пропорционална E x.Нарекохме коефициенти на пропорционалност xx, yx и zx(първата икона показва кой компонент е включен, а втората се отнася за посоката на електрическото поле).
По същия начин за поле, насочено по оста y,можем да пишем
и за полето в z-посока
Освен това казваме, че поляризацията зависи линейно от полето; така че ако имаме електрическо поле E с компоненти хи y,тогава x-компонентата на поляризацията P ще бъде сумата от две R x,определени от уравнения (31.1) и (31.2), но ако E има компоненти и в трите посоки x, yи z, тогава поляризационните компоненти P трябва да бъдат сумата от съответните членове в уравнения (31.1), (31.2) и (31.3). С други думи, P се записва като
По този начин диелектричните свойства на кристала се описват напълно от девет количества (α xx, α xy,α xz, α yz , ...), което може да бъде написано като символ α ¡j . (Индекси аз и йзамени една от трите букви: x, yили z.) Произволно електрическо поле E може да се разложи на компоненти E x, E yи Ез. Познавайки ги, можете да използвате коефициентите α ¡j и намерете P x, P yи P z,които заедно дават пълната поляризация на P. Набор от девет коефициента α ¡j Наречен тензор- в този пример тензор на поляризуемост.Точно като трите количества (E x, E y,Ез) "образуват вектор E" и казваме, че девет количества (α хх, α ху,...) "образуват тензор α ¡j ».
