Сверхтонкие мишени для накопителя. Изучение радиационных процессов в рассеянии электронов на ядрах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА I. МИШЕНЬ В НАКОПИТЕЛЕ

§1.1. Ускорительно-накопительный комплекс ВЭПП-2М

§ 1.2. Эффективная толщина мишени.

§ 1.3. Режим тонкой мишени.II

§ 1.4. Режим сверхтонкой мишени.

§ 1.5. Светимость установки.

ГЛАВА П. СВЕРХТОНКИЕ МИШЕНИ ДНЯ ИЗУЧЕНИЯ АТОМНЫХ ЯДЕР В НАКОПИТЕЛЕ

§ 2.1. Эксперименты с внутренними мишенями в накопителе электронов.

§ 2.2. Возможный типы внутренних мишеней дал накопителя.

§ 2.3. Способы формирования газовых струй.

§ 2.4. Газовая мишень с криогенной откачкой.

§ 2.5. Особенности применения мишени в накопителе.

ГЛАВА Ш. ПОЛЯРИЗОВАННАЯ МИШЕНЬ ДЛЯ ЭКСПЕРИМЕНТОВ В НАКОПИТЕЛЕ

§ 3.1. Состояние вопроса.

§ 3.2. Спиновое состояние частицы.

§ 3.3. Принципы получения поляризованных пучков.

§ 3.4. Получение атомного пучка.

§ 3.5. Сверхпроводящий разделительный магнит.

§ 3.6. Блок РЧ переходов.

§ 3.7. Результаты измерений и выводы.

ГЛАВА 1У. ИЗУЧЕНИЕ РАДИАЦИОННЫХ ПРОЦЕССОВ В РАССЕЯНИЙ ЭЛЕКТРОНОВ НА ЯДРАХ

§ 4.1. Роль радиационных процессов в рассеянии электронов.

§ 4.2. Описание эксперимента.

§ 4.3. Обработка экспериментальных данных.

§ 4.4. Результаты измерений.

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 ] .

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 10~2 - ICf^X® (X. - 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, 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

4 9 но из-за большой скважности, порядка I(J>I0 , что приводит к умзнь-шению 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:

1. Практически непрерывный режим работы.

2. Возможность регистрации вторичных частиц без нарушения мишенью их характеристик.

3. Возможность применения в накопителе уникальных, например, поляризованных мишеней.

4. 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 взаимодействия 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:

1. Сверхтонкие газовые мишени могут успешно применяться в длительных физических экспериментах по изучению структуры ядра на электронном накопителе.

2. Разработанная поляризованная дейтериевая струя-мишень обладает интенсивностью 1,5* I016 ат/сек. рекордной дня отечественных установок непрерывного действия.

3. Экспериментально определены радиационные поправки в рассеянии электронов с начальной энергией 126.5 МэВ под углом 56. на мишени толщиной 10"*^ радиационной длины при одновременной регистрации энергии протона отдачи. Полученные результаты подтверждают теоретические расчеты, основанные на процедуре экспо-ненцирования.

4. В широком диапазоне потерянной энергии (от 0 до О.бЕ^р) форма спектра рассеянных электронов и энергетические спектры протонов отдачи хорошо совпадают с расчетными.

Основные результаты работы по получению плотного поляризованного атомного пучка следующие:

1. При давлении дейтерия в диссоциаторе около 0,5 Тор интенсивность атомного пучка, формируемого соплом, охлажденным до температуры жидкого азота, составляет 2• Ю^ат/стер. сек.

2. На выходе оптимизированного сверхпроводящего шестиполюс-ного магнита поток поляризованных атомов составляет Q =1,5*1О16 ат/сек.

3. На расстоянии 45 см от магнита ширина струи на полувысоте около 6 мм, толщина пучка 2.1Ср ат/см^, степень тензорной поляризации Р35 = 0,80 +0,10.

Дальнейшее увеличение плотности и интенсивности атомного пучка возможно за счет увеличения эффективной скорости откачки из области сопла. Одновременно с этим необходимо вести работу по созданию диссоциатора, работающего при более высоком давлении. Работа в этом направлении при умеренных затратах, может дать увеличение интенсивности в 2+5 раз. Для повышения степени поляризации пучка необходимо использовать более мощный генератор для проведения РЧ переходов.

ГЛАВА 17

ИЗУЧЕНИЕ РАДИАЦИОННЫХ ПРОЦЕССОВ В РАССЕЯНИИ ЭЛЕКТРОНОВ НА ЯДРАХ

§ 4.1. Роль шдщяттонннх процессов в рассеянии электронов

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; бив - члены собственной энергии, г - поправка к вершине, д - поляризация вакуума. Диаграммы 26,е и 26,ж описывают процессы излучения реальных у -квантов. Радиационные поправки могут относиться и к ядерным частицам, но обычно их вклад мал из-за большой массы частиц и соответственно малой от~ дачи.

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 предельную 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/(К2 f к1) , где / - фиктивная масса фотона. Оказывается, что измеряемые параметры рассеяния заг-висят от / и, что еще хуже, сечение расходится при стремлении к к нулю. Это затруднение было разрешено Швингером [80]. Воюн-чательном выражении фиктивная масса фотона к 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

Л - d<r , Г\ (4.1) dSl экс." ^J dSL-dV 1 d/ of Я где V - потерянная энергия, ЕЧ„Р. - энергия упруго рассеянных электронов, Ен«кс. - максимальная энергия в спектре рассеянных электронов.

В ультрарелятивистском пределе

2 I где - масса покоя электрона, (f - квадрат переданного импульса,

Рис.26. Диаграммы, учитывающие вклад борновского приближения и различных радиационных поправок а - борновское приближение, б,в - поправки, обусловленные собственной энергией электрона, г - поправка к вершине, д - поляризация вакуума, е,ж - диаграммы испускания реальных фотонов О

При лЕ— 0 радиационная поправка J—. Такое поведение обусловлено пренебрежением процессами множественного испускания фотонов, которое становится определяющим при А Б— 0 . Учет процессов множественного испускания фотонов, проведенный в работе [81,82] приводит к тому, что расходящаяся часть /р радиационной поправки J должна быть внесена в экспоненту и вместо (4Д) имеем

Vrni-ff

Для отношения *&/£апр. , равного 0,02 и величины переданного импульса Оц = Ю0 МэВ/с радиационные поправки, даваемые формулами (4.1) и (4.3) различаются на 2$. Экспериментальная проверка написанных выше формул возможна путем измерения формы спектра рассеянных электронов и сравнения ее с формой спектра, получаемого дифференцированием выражений (4.1) и (4.3). Эти выражения справедливы в случае, когда « Eynj>.

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 ttw 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 больших энергиях возбуждения может составлять большую часть измеряемого сечения (рисунок 27). Сечение радиационного "хвоста" в низшем порядке теории возмущений рассчитывается точно, если известны формфакторы [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.

Новый аспект изучения этой реакции открывается в случае одновременного измерения энергии ядра отдачи. Анализ измеренных

0 lef) ЕгИОМэЕ, 9-5f

IV

J" Ю ш u CO X vj Ю i

WQ to

СЧ1 C\J (VI

I If I ooio

IF

10

HO 20

Энергия аозвужЭрлия "О, МэВ ct jts m uj -<3 N

T3

Рис.27. Спектр электронов и сечение реакции 160(е,е' ) [23] а - до учета радиационных поправок, б - сечение возбуждения 160, штриховкой показана систематическая неопределенность в величине сечения энергетических спектров протонов отдачи, усредненных по некоторым диапазонам потерянной электроном энергии позволяет оценить точность расчета в низшем порядке теории возмущений.

4.2. Описание эксперимента

Эксперимент выполнен на электронном накопительном кольце ВЭПП-2. Начальная энергия электронов 126,5 МэВ, угол рассеяния 8 = 56,5°. В качестве мишени использовалась газовая струя аммиака диаметром I см, плотностью 10^ мол/см^. Схема эксперимента приведена на рисунке 28,а. За время порядка 10 секунд в накопителе накапливался ток величиной около I А, затем устанавливалась энергия эксперимента, включалась мишень и регистрирующая аппаратура. При падении тока до величины 0,3 А снова начинался цикл накопления (рисунок 28,6).

Энергия рассеянных электронов измерялась магнитным спектрометром [ 88], обеспечивающим 180° поворот для электронов с энергией ниже 130 МэВ. Для определения траектории используются три двухкоординатные дрейфовые индукционные камеры, две из которых расположены в однородном магнитном поле спектрометра. Телесный угол спектрометра 5 миллистерадиан, энергетический аксептанс от 50 до 130 МэВ. Энергетическое разрешение спектрометра =180 кэВ. Протоны отдачи регистрировались а Б - Е детектором с телесным углом 0,12 стерадиан (рабочая площадь около 80 см ). Детектор состоит из пропорциональной камеры низкого давления и сцинтилляционно-го счетчика. Описание конструкции детектора и техника отделения протонов от других частиц приведены в [891. Координатная система электронного спектрометра позволяет надежно отделять фоновые события.

§ 4.3. Обработка экспериментальных данных

Измеренный энергетический спектр рассеянных электронов до его сравнения с расчетным поправляется на ряд эффектов, приводя

Рис.28, а - схема эксперимента; 6 типичный цикл работы установки щих к его искажению. В случае применения мишени из аммиака в измеренном спектре имеются события, содержащие информацию о протоне, вылетевшем из ядра азота, а не о протоне отдачи изучаемой реакции. Доля таких событий была определена с помощью второго детектора, установленного под углом 94° и составила 5%. Далее спектр, не содержащий ядерных протонов, поправляется на телесный угол маз*-нитного спектрометра, зависимость которого от энергии приведена в работе [ 231. Наконец, необходим учет уменьшения энергии электронов за счет ионизационных и тормозных потерь в веществе на их пути к спектрометру, суммарное количество которого составляет 130 о миллиграмм/см .

Потери энергии электронами за счет ионизации рассматривались многими авторами [90,91]. Для нашего случая подходящим является распределение энергетических потерь,полученное Ландау 90 , поскольку средняя потеря в фольгах А « Е. , потери энергии велики по сравнению с атомными энергиями, среднее количество соударений с атомами и ~ ЮО. Наиболее вероятное значение потерь энергии дается выражением

А.-Jf -(foij/f' +0.57?) (4.4) где Jp = 0,I54't •izi)J(ZA) (МэВ), t - масса слоя вещества г/см2, Z - атомный номер, f\ - атомный вес вещества. к(1г1ы.) М (4.5) где I-Io'Z - потенциал ионизации, I, = 13,5 эВ.

Обозначим через (Е0tЕ, t) • dE нормированную вероятность того, что электрон с начальной энергией Е„,пройдя слой вещества t, будет иметь энергию в диапазоне от Е до Е Для Ъ?и воспользуемся приближенным выражением, приведенным в работе [86]. (0.55f -ft 2 2 X - AZ) K(E.,E,t) = ♦ M£i) uJL*\ 4 (4'6) 1

X2 где aE=E0-E, X-aE/Jt

Наряду с потерями энергии на ионизацию при прохождении через вещество электрон теряет энергию за счет тормозного излучения на ядрах. Используя приближенную формулу для тормозного спектра Гай-тлер [ 92] получил для нормированной вероятности выражение vT(E.,E,t)= (ME./£)) /[е„-Г(е)] (4-7) где I - t /(Xа'Рп.2) - толщина вещества в радиационных длинах, Г(£] - гамма функция. В работе [86] приводится более точное выражение где

J,. t.^.^.^/^fE/E.)2]

J,' - f ИМ]

Вероятность потери электроном энергии аЕ5Е«-Е за счет двух процессов представляется произведением вероятностей потерять энергию £ за счет одного процесса, а энергию а Е - £ за счет другого, проинтегрированным по величине 6

АЕГ

Величина интеграла зависит от того, за счет какого процесса теряется энергия £ , однако, как показывают расчеты, это отличие для нашего случая крайне мало.

Учет потерь энергии электронами в веществе на их пути к спектрометру следует процедуре "анфолдинг" (и^оМСку - обращение свертки), описанной в работе [93"|,

4.4. Результаты измерений

Экспериментальную информацию о реакции *Н (е # е'р) удобно представить в виде двухмерного спектра по Ер -энергии протона отдачи и V - потерянной электроном энергии (рисунок 29). В обработке использовался шаг по Ер = 0,35 МэВ, а по V - 0,25 МэВ. Соответствующая матрица в" , элементы которой ij есть числа событий с ВР от Etp до ^р + а Ер и У от V/ до "Wj ♦ ь У" , имеет размерность 40 х240 ( Ер от 0 до 14 МэВ, "V от 0 до 60 МэВ). Для каждой строки матрицы б" был проведен учет "хвоста", возникающий за счет потерь энергии в фольгах. Его учет более сильно сказывается на события, расположенные вблизи горизонтальной линии левее упругого пика. Это связано с тем, что в упругом пике содержится большое количество событий и часть их, потеряв энергию в фольгах, сдвигается в сторону меньших V . Доля событий, обусловленная этими потерями, в диапазоне потерянной энергии У/£,„/>.= = V = 0,3 составляет около 9%. Как видно из рисунка 29 события на плоскости Ef , "У" группируются около двух линий. Верхняя линия ЕР= const соответствует случаю, когда излучение )( -кванта происходит после рассеяния, при этом энергия протона отдачи постоянна. Другая линия ЕРе coM-st-fi-V/Eijnp.)2 соответствует случаю, когда излучение происходит до рассеяния. Это приводит к уменьшению энергии протона отдачи и увеличению сечения рассеяния, так о как оно пропорционально Е . На рисунке 30 приведены измеренные спектры протонов отдачи, усредненные по диапазонам потерянной

8 1 6 5-1 Ч-3 г \ со m Л з3 x о os 3

•м

Н(е,ер) 1265МэВ 0*56.5* :

• •. :;>.VI.:. ■>:s!>! : 'i!!^ISf||tl ••■'■' v : •■■ . ■. У.-:-.идаж -:•••■ •■ ' ' • • • ■. :'■.'IIIit'll '■'.■.'.■ ' . |,н* I (' . . ' . . • • J -k•'J.lvl,ij .

-о,!•• •. , .

•„:i.:i::i v.-,' :••• ••• ' . • ••• .

0.5

A-:. -.•:•• ■■ .

0.4

03 02 0.1 ^" W/E*ef.

I-1 I ■ ■ I Ш

IF tOO Eiмр

Энергия {менянного Э/Ектрона E, (МэВ)

Рис.29. Распределение событий реакции ер—еру по плоскости Ep~V

Рис.30. Энергетические спектры протонов отдачи, усредненные по диапазонам потерянной электроном энергии V ( Vе V/EMj>J . Сплошные линии - расчет в низшем порядке теории возмущений энергии и расчетные. Отчетливо проявляется пиковый характер излучения |С -квантов, что отражается на энергетическом спектре протонов отдачи. Расчет энергетических спектров протонов отдачи был выполнен в низшем порядке теории возмущений с использованием формул работы [83]. Расчеты были выполнены на ЭВМ с учетом конкретной геометрии детектора вторичных частиц. Полученные расчетные спектры были размазаны энергетическим разрешением детектора вторичных частиц, которое определялось из энергетического спектра протонов отдачи, соответствующего энергии упруго рассеянных электронов. Измеренные спектры протонов отдачи хорошо описываются расчетными.

На рисунке 31 приведено сравнение измеренной формы энергетического спектра рассеянных электронов с теоретическими расчетами в широком диапазоне потерянной электроном энергии. При малых знеь чениях потерянной энергии в качестве теоретического бралось сечение, получаемое дифференцированием радиационных поправок, вычисление которых основано на процедуре экспоненцирования [81]. При малых значениях потерянной энергии, V- V/Eynp. « 1 , величина

Л0И.6- г-Л ( я & Л „ (4.10)

Для условий эксперимента (Е = 126,5 МэВ, 9 = 56,5°) R0=0.0458. В работе 1.94] проведены вычисления радиационных поправок, в которых в первом порядке по U рассмотрены вклады, пропорциональные аЕ/Е , аЕ/ Ир и все эффекты отдачи, в пренебрежении членами Мр , где Мр - масса протона. Для условий эксперимента величина R / R 0 изменяется от 1,005 до 1,016 при изменении от 0,01 до 0,2. При больших значениях потерянной энергии для дифференциального сечения бралось выражение

Л - -К„Р[Ч) (4Л1) dfi-dV Ш-rfV ep^epjf

E 2126.5МэВ 6s56.5' 4

0.1 0.2

0.3

0.4 v

Рис.31. Сравнение формы измеренного спектра рассеянных электронов с расчетной (сплошная линия) где - сечение радиационного "хвоста" в низшем порядке теории возмущений, /р - расходящаяся часть радиационной поправки, вычисленной Швингером (4.2).

При сравнении измеренных и расчетных величин R. было обнаружено систематическое превышение на - 4% измеренных данных над расчетными вблизи упругого пика. Это превышение возможно объясняется неопределенностью в величине телесного угла спектрометра для энергии упруго рассеянных электронов, зависимость которого в этсй области энергии довольно резкая [23 ] или наличием невыделяемого фона вблизи упругого пика. Эксперимент [ 26 ] , проведенный при более низкой энергии, для которой зависимость телесного угла от энергии слабая, подтверждает высказанные соображения.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Основной целью проделанной работы явилось развитие новой методики в постановке экспериментов по изучению ядер - метода сверхтонкой мишени в электронном накопителе. Основные результаты этой работы состоят в следующем:

1. Созданные сверхтонкие газовые мишени могут успешно применяться в длительных физических экспериментах по изучению структуры ядра на электронном накопителе.

2. Разработанная поляризованная дейтериевая струя - мишень обладает интенсивностью 1,5. I016 ат/сек, рекордной для отечественных установок непрерывного действия.

3. Экспериментально определены радиационные поправки в рассеянии электронов с начальной энергией 126,5 МэВ под углом 56,5° на мишени толщиной 10"^ X* при одновременной регистрации энергии протона отдачи. Полученные результаты подтверждают теоретические расчеты, основанные на процедуре экспоненцироваяия.

4. В широком диапазоне потерянной энергии от 0 до 0,5-ЕУПр. форма спектра рассеянных электронов и энергетические спектры протонов отдачи хорошо совпадают с расчетными.

Основные положения и результаты диссертации доложены и обсуждены на Всесоюзном совещании по спектроскопии и структуре атомного ядра (Харьков, 1974), на Международном симпозиуме по поляризационным явлениям в ядерной физике (Дубна, 1981), на Международном семинаре по поляризационным явлениям в физике высоких энергий (Серпухов, 1984), на сессии Отделения ядерной физики (Москва, 1984), на семинарах Института ядерной физики.

Дальнейшим развитием работы должно явиться исследование процесса упругого рассеяния электронов в широкой области значений передаваемого импульса и процесса дезинтеграции на поляризованной дейтериевой мишени, а также расширение набора изучаемых элементов путем создания универсальных аэрозольных или "пылевых" мишеней.

В заключение считаю цриятным долгом поблагодарить научного руководителя С.Г.Попова за руководство и постоянное внимание к работе, Б.Б.Войцеховского, Д.М.Николенко, Й.А.Рачека, В.Н.Ро-таева, Е.П.Центаловича, В.Ф.Дмитриева, В.Г.Зелевинского, Э.А.Ку-раева, В.Г.Сербо, Д.К.Весновского, Б.А.Лазаренко, Ю.Г.Украинце-ва, П.И.Батурина, А.В.Евстигнеева, Э.М.Трахтенберга за помощь в работе и ценные обсуждения, И.Д.Вишнякова, А.М.Ефимова, В.И.Лебедева, В.В.Сибирцева, В.А.Семенычева за помощь при изготовлении и наладке экспериментальной аппаратуры, П.М.Иванова, А.А.Полунина, Ю.М.Шатунова и других сотрудников коллектива ВЭЩ-2 за обеспечение стабильной работы комплекса.

1. Hofstadter R. Electron Scattering and Nuclear Structure, Rev, Mod, Phys., 1956, v. 28, p. 214.

2. Borkowski p., Penser P., Simon g.g., Walter v.h. and Wendling R.D. Electromagnetic form factors of the Proton at low four-momentum transfer. Nucl. Phys,, p. 269, 1974» A222.

3. Borkowski P., Simon G.G., Walther У.Н. and V/endling R.D. On the Determination of the Proton RMS-Radius from Electron Scattering Data. Z. Physik A, 1975, v. 275, p. 29.

4. Hotta A., Itoh K., Saito T. Electroexcitation of the Giant16

5. Resonance in 0. Physical Review Letters 1974, vol. 33,1. No. 13, p. 790-794.

6. Власенко В.Г,, Афанасьев Н.Г., Гольдштейн В.А., Дементий С.В.,

7. Купленников Э.Л. Квазиупрутое рассеяние электронов и неупругие электромагнитные формфакторы ядер в11, А127и si28 . 1971г., том.13, № 2, стр.259.

8. Lehman D.R. Quasielastic Electron Scattering from ^He and 3H. Phys. Rev. C. 1971, Vol, 3, No, 5, p. 1827.

9. Нагорный С.И,, Касаткин Ю.А., Кириченко И.К,, Инопин Е.В. Ковариантное описание процессов электрорасщепления дейтронов.1984г., т.40, вып.5(II), стр.1184.

10. Whitney R.R., Sick I., Piceuce J.R., Kephart R.D.,

11. Trower W.P. Quasielastic electron scattering Phys. Rev. С 1974, Vol. 9, No. 6, p. 2230.9. liberal H. Electron scattering from complex nuclei. Academic press, New-York and London, 1971.

12. Бартенев В.Д., Белушкина А.А., Валевич А.И. и др. Установка для получения струйной мишени, работающая на внутреннем пучкеускорителя. ПГЭ * I, 30(1973).

13. BSelissinos А.С., 01 sen S.L. Physics (and technique) of gas jet experiments. Physics Reports (Ph.L.), 1975, C17, 77»

14. Gspann J. and Poth H. Internal cluster target for anti-neutron production in LEAR. CERN/PSCC/81-27, PSCC/S 41.

15. Kilian K., Mohl D. Intenal hydrogen or solid targets and polarization experiments at LEAR. CERN/PS/LEA 82-11.

16. Antille J., Cool, L.Dick et al. Proposal study of spin effects in pp reactions at SPS using a polarized atomic hydrogen jet target. CERU/SPSC/77-71, SPSC/P 88.

17. Коробейников JI.С., Курдадзе Л.М., Онучин А.П., Попов С.Г., Тумайкин Г.М. Получение монохроматических у -квантов на электронном накопителе. 1967, вып.6, стр.84.

18. Ауслендер В.Л., Мишнев С.И., Скринский А.Н. Расчетные параметры пучка в накопителе ВЭПП-2, Препринт ИЯФ, Новосибирск, 1965.

19. Зудкер Г.И., Балакин В.Е., Барков Л.М. и др. Новая установка со встречными электрон-позитронными пучками ВЭПП-2М Новосибирского института ядерной физики. Труды Ш Всесоюзного совещания по ускорителям заряженных частиц. Москва, 1972 г. ,с.ЗШ.

20. Б|удкер Г.И., Онучин А.П., Попов С.Г., Тумайкин Г.М. Эксперименты с мишенью в электронном накопителе. ЯФ, 6, 775(1967).

21. Highland V.L. Some practical remarks on multiple scattering Nucl. Instr. and Meth. 1975, v. 129, p. 497.

22. Tsai Y.S. Pair production and bremsstrahlung of charged leptons. Rev. Mod. Phys. 1974, v. 46, No. 4, p. 815.

23. Берестецкий В.Б., Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Релятивистская квантовая теория. Часть I. "Наука", Москва, 1968.

24. Войцеховский Б.Б., Николенко Д.М., Попов С.Г., Ротаев В.Н., Топорков Д.К. Упругое и неупругое рассеяние электронов НО ШВ на ядре азота-14. Препринт И® 75-108, Новосибирск, 1975. стр.14.

25. Войцеховский Б.Б., Николенко Д.М., Попов С.Г., Рачек И.А., Топорков Д.К., Центалович Е.П. Исследование реакции i60{е,еС) с регистрацией электрона и вторичных частиц на совпадении. Препринт И® 84-58, Новосибирск, 1984, стр.51.

26. Войцеховский Б.Б., Николенко Д.М., Попов С.Г., Ротаев В.Н.,тс

27. Топорков Д.К., Центалович Е.П. Электровозбуждение ядра 0 с регистрацией электрона и вторичных частиц на совпадениях. Письма в ЖЭДФ, 1982 г., том.35, вып.7, стр.299-301.

28. Топорков Д.К. Измерение радиационных поправок в рассеяние электрона на протоне. Работы молодых специалистов, выполненные в ИШ СО АН СССР в I974-1975 года. Новосибирск, 1975г., стр.11.

29. Войцеховский Б.Б., Николенко Д.М., Попов С.Г., Топорков Д.К. Измерение "радиационного хвоста" спектра электронов в ер-*-еру реакции. Письма в ГОТФ, 1979 г., том.29, вып.1, стр.105-107.

30. Войцеховский Б.Б., Николенко Д.М., Попов С.Г., Топорков Д.К. Пылевая струйная сверхтонкая мишень в электронном накопителе Будет опубликовано в Тезисах докладов ХОТ" Совещания по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра.

31. Ренская И.В., Кушнир Ю.М., Борцовский Г.А. Ионно-оптичеекая установка для получения ионных зондов. 1ГГЭ, 1967, № I,стр.137.

32. Рамзей Н. Молекулярные пучки. Москва, I960 г.

33. Троицкий B.C. Направленность молекулярного пучка, образованного истечением газа из канала. ЖТФ, 1962, т.32, в.4, стр. 488-502.

34. Иванов Б.С., Троицкий B.C. К вопросу о формировании диаграммы направленности молекулярных пучков. ЖГФ, 1963 г., т.33, в.4, стр.494-499.

35. Giordmaine J.A. and Wang Т. С. Molecular Beam Formation by Long Parallel Tubes. Journal of Applied Physics 1960, v.31, No. 3, p. 41.

36. Дэшман С. Научные основы вакуумной техники. Издательство "Мир", Москва, 1964.

37. Jones R.H., Olander D.R., Kruger V.R. Molecular-Beam Sources Fabricated from Multichannel Arrays. I. Angular Distributions and Peaking Factors. J. Appl. Phys.1969,v.40,4641.

38. Мещеряков H.A. Формирование молекулярных пучков водорода и кислорода в многоканальных системах ПТЭ, 1970г., № I, стрД70.

39. Гордон Е.Б., Пономарев А.Н. Выбор оптимальных параметров многоканальных формирователей атомных пучков. ЖГФ, т.40, в.5, стр.1120, 1970.

40. Зайцев Ю.В., Овчинников А.А. Расчет профиля молекулярного пучка, сформированного системой каналов. ЖГФ, 1980, т.50, в.9, стр.2017-2019.

41. Kantowitz A. and Grey J. A High Intensity Source for the Molecular Beam. Part X. Theoretical. Rev, Sci. Instrum. 1951, v. 22, No. 5, 328.

42. Абрамович Г.Н. Прикладная газовая динамика, Москва, 1969.

43. Parker Н.М., Kuhlthau A.R., Zapata R. and Scott J.E., Jr. Rarefield Gas Dynamics, ed. P.M. Devierme (Pergamon, Hew York, 1960) p. 69-79.

44. Bossel U. Skiming of molecular beams from diverging non-equilibrium gas jets. Archives of Mechanics 1974, V. 26,p. 355.

45. Hagena O.F. and Obert W. Cluster formation in Expanding supersonic jets: effect of pressure, temperature, nozzle size, and test gas. J. Chem. Phys. 1972 , v. 56, 1793»

46. Батурин П.И., Попов С.Г., Топорков Д.К. Мишени для накопителя. ЖГФ, 1976 г., том.46, стр.637-640.

47. Юферов В.Б., Скибенко Е.И., Ильченко A.M., Бредихин М.Ю., Маслов А.И. Малогабаритный источник плотных потоков нейтральных частиц. ПТЭ, № I, 183(1971).

48. Димов Г.И., Савкин В.Я. Формирование тонких газовых струй в вакууме ЖГФ, 1974, т.44, в.6, стр.1200-1205.

49. Lobashov V.M., Kaminker D.M., Kharkevich G.I. et al. Parity nonconservation in radiative thermal neutron capture by protons. Nucl. Phys. A, 1972, 197, No, 1, p. 241-258.

50. Kilian R. Polarization physics planned at LEAR. High-Energy Physics with Polarized Beams and Polarized Targets. Proceedings of the 1980 International Symposium, Lausanne. Ed. by C.Joseph and J.Soffer. 1981, p. 219.

51. De Boer W., Pernow R.C., Krisch A.D. et al. New measurement of tot. in proton-proton scattering in pure spin states. Phys. Rev. Lett., 1975, vol. 34, No. 9, p. 558-559.

52. Levinger J.C. "How can we determine the two body t-mat-rix?" Acta Phys. 1973, v. 33, p. 135.

53. Немец О.Ф., Ясногородский A.M. Поляризационные исследования в ядерной физике. Киев "Наукова думка", 1980.

54. Евстигнеев А.В., Попов С.Г., Топорков Д.К. Интенсивный исто-ник поляризованных атомов дейтерия. Препринт ИЯФ 84-51, Новосибирск, 1984, стр.20.

55. Попов С.Г., Топорков Д.К. Поляризованная струя-мишень для эксперимента в накопителе. Труды Международного симпозиума по поляризационным явлениям в физике высоких энергий. Дубна,I98E, Дубна, 1982 г. стр.248-254.

56. Алешин В.А., Заика Н.И., Кибкало Ю.В. и др. Источник поляризованных протонов и дейтронов для изохронного циклотрона У-240. Препринт КИЯИ-82-19.

57. Белов А.С., Кубалов С.А., Кузик В.Е., Якушев В.П. Диссоциа-тор водорода для импульсного источника поляризованных протонов. Препринт ИЯИ АН СССР, П-0272, Москва, 1983г.

58. Dick L., Jeanneret J.В., Kubischta W. J. Antille The CERN Polarized Atomic Hydrogen Target. Proc. Int. Symp. High Energy Physics with Polarized Beams and Polarized Targets, Lausanne, 1980, p. 212.

59. Лукьянов B.K., Резник Б.Л., Титов А.И. О вероятности шести-кварковых конфигураций в дейтроне. Препринт ОЙШ P2-I2754. Дубна, 1979.

60. Schulze М.Е., Beck В., Parkhoundeh М. et al. Measurement of the Tensor Polarization in Electron-Deuteron Elastic Scattering Phys. Rev. Lett. 1984 v. 52, 597.

61. Дмитриев В.Ф., Попов С.Г., Топорков Д.К. Квадрупольный форм-фактор дейтона (проект эксперимента в накопителе). Препринт И® 76-85, Новосибирск, 1976, стр.17.

62. Габович М.Д. Физика и техника плазменных источников ионов. Москва, Атомиздат, 1972.

63. Marshall Т.О. Studies of Atomic Recombination of Nitrogen, Hydrogen and Oxygen by Paramagnetic Resonance Phys. of Fluids 1962 v. 5, No. 7, p. 743.

64. Попов С.Г., Топорков Д.К. Возможность получения плотного ат<м-ного пучка поляризованного водорода. Препринт И® 80-129. Новосибирск, 1980, стр.14.

65. Askenas H., Sherman F.S.- The structure and Utilization of Supersonic Free jets in Low Density Wind Tunnels» Rarefied Gas Dynamics, ed. J.H. de Leeuw (Academic, New York, 1966) Vol. 2, p. 84.

66. Anderson J.В., Fenn J.B. Velocity Distributions in Molecular Beams from Nozzle Sources. Phys. Fluids 1965, v. 8,780.

67. Bossel U. On the optimization of skimmer geometries. Entropie 1971, No. 42, 12.

68. Bird G.A. Transition regime behavior of supersonic beam skimmers. Phys. Fluids, 1976, v. 19, No. 10, p. 1486.

69. Fenn J.B., Anderson J.B. Background and Sampling Effects in free jet studies by molecular beam measurements Rarefied Gas Dynamics ed. by J.H. de Leeuw (Academic, New-York, 1966 ) v. II, p. 311.

70. Haeberli W. Sources of polarized ions. Ann, Rev. Nucl. Sci. 1967, v. 17, 373.

71. Lemonick A., Pipkin F.M. and Hamilton D.R. Focusing Atomic Beam Apparatus. The Review of Scientific Instruments 1955, Vol. 26, No. 12, p. 1112.

72. Плис Ю.А. Фокусирующие свойства шестиполюсного магнита. Препринт ОИЯИ P-I68I, Дубна, 1964 г.

73. Дзюба В.А., Карлинер М.М., Лысянский П.Б., Фомель Б.М. Вычисление стационарных магнитных полей в системах с железом и без железа. Препринт ИЯФ 77-123. Новосибирск, 1977.

74. Hasuyama Н., Kanda Y., Katase А., Wacuta Y. Characteristics of G* -transitions in an atomic-beam polarized deute-ron source. Nucl. Instr. and Meth. 1983, v. 207, 475.

75. Поляризация нуклонов. Москва, 1962.75• Comparque R. High Intensity Supersonic Molecular Beam Apparatus. Rerefied Gas Dynamics, ed. S.H. de Leeuw (Academic, lew York, 1966) Vol. 2, p. 279.

76. Risler R,, Gruebler W., Konig V., and P.A.Schmelzbach Investigation of a polarized neutral atomic beam. Hud. Instr. Meth. 1974, v. 121, 425.

77. Teshima Koji and Yasunaga Yoshifumi. Characteristics of Pulsed Molecular Beams from an Electromagnetic Valve. Japanese Journal of Applied Physics 1983, v. 22, No. 1, p.1-5.

78. Grannel H. Elastic and Inelastic Electron Scattering from 12C and 1б0.

79. Phys. Rev. 1966, v. 148, 1107.

80. Sick I., McCarthy J.S, Elastic Scattering from 1 2C and 160.

81. Nucl. Phys. 1970, A150, p. 631.

82. Schwinger J. On Radiative Corrections to Electron Scattering Phys. Rev., 1949, v. 75, p. 898.

83. Yennie D.R., Frautschi S.C., Suura H. The Infrared Divergence Phenomena and High-Energy Processes.

84. Annals of Physics 1961, v. 13, p. 379-452.

85. Maximon L.C. Comments on Radiative Corrections. Reviews of Modern Physics 1969, v. 41, No. 1, p. 193-204.

86. Mo L.W., Tsai Y.S. Radiative Corrections to Elastic and Inelastic ep and jx p Scattering. Reviews of Modern Physics. 1969, Vol. 41, No. 1, p. 205.

87. Tsai Y.S. Radiative corrections to electron scatterings. SLAC-PUB-848, 1971.

88. Bartel W., Busser F.W., Dix W.-R. et al. Investigation of the reaction ep —- e'py below pion threshold.

89. Nuclear Physics (1972), B37, 86.

90. Friedrich J. Radiation tail and radiative corrections for elastic electron scattering.

91. Nucl. Instr. and Meth. 1975, v. 129, 505.

92. Matthews J.L., Findlay D.J.S., Owens R.O. The Distribution of electron energy losses in thin absorbers. Nucl. Instr. and Meth., 1981, v. 180, p. 573-579.

93. Батурин П.И., Лазаренко Б.А., Николенко Д.М., Попов С.Г., Украинцев Ю.Г. Аппаратура для изучения рассеяния электронов атомными ядрами в экспериментах на накопителе. ПТЭ, 1978,4, стр.38.

94. Войцеховский Б.Б., Евстигнеев А.В., Николенко Д.М., Попов С.Г. . и др. Система с большим телесным углом для регистрации вторичных заряженных частиц в экспериментах по электровозбуждению ядер. Препринт ШФ 83-17, Новосибирск. 1983.

95. Ландау Л.Д. О потерях энергии быстрыми частицами на ионизацию. Собрание трудов. Издательство "Наука", Москва, 1969,стр.482.

96. Ermilova V.C., Kotenko L.P., Merson G.I. Fluctuations and the most probable values of relativistic charged particle energy loss in thin gas layers.

97. Nucl. Instr. and Meth. 1977, v. 145, p. 555.

98. Гайтлер В. Квантовая теория излучения. Государственное издательство технико-теоретической литературы. Москва, 1940.

99. Grannell Н. The correction of scattered-electron spectra for radiative effects.

100. Nucl. Instr. and Meth. 19^9, v. 71, p. 208.

101. Kotkin G.L., Kuraev E.A., Serbo V.G. Radiative corrections in elastic electron-proton scattering in the momentum transfer range.nuclear Physics В 1980, v. 174, p. 407-423.