Диссертация (1145365), страница 23
Текст из файла (страница 23)
анализ первых эспериментов в Гатчине в главе 3).Последующие расчеты были направлены на уточнение описания волновыхфункций мюонных молекул, используя адиабатическое представление кулоновской задачи трех тел [65, 151] и вариационные методы [70, 71, 152].Вычисленные значения вероятностей начального прилипания мюонов, полученные различными методами, оказались достаточно близкими друг139Таблица 5.2 : Вычисленные значения коэффициента прилипанияи вероятности реактивации мюона в ddµ катализе.АвторыгодJackson [30]1957Герштейн и др.
[64]1981Bogdanova et al. [65]1985Hu and Kaufmann [69]1987Haywood et al. [71]1991Абрамов и др. [151]1996Frolov [152]2001Меньшиков и Пономарёв [78] 1985Struensee [93], Cohen [80]1988Markushin [81]1988Takahashi [79]19880ωdd,%1615,513,7(*)13,0813,4013,9614,0423R(φ=1,2) R при низкойплотности0,040,050,170,180,170,140,07(φ=0,07)0,104(φ=0,07)0,10(φ=0,1)0,11(φ=0,1)(*) С поправкой, сделанной в [81]; первоначально было 13,3%.0(th)другу (см.
Таблицу 5.2). Их усредненное значение ωdd =(0,136±0,004) яв0ляется на сегодня наилучшим теоретическим предсказанием для ωdd.Для сравнения с экспериментом надо учитывать процесс реактивации(стряхивания) мюонов, происходящий при торможении ионов 3 Heµ от энергии 0,8 МэВ до ∼100 кэВ. Кинетика торможения требует учета процессовстолкновительного возбуждения и девозбуждения, ионизации, процессовперехвата мюонов, Штарковского смешивания и радиационного девозбуждения [81, 80, 153]. Все указанные процессы, за исключением последнего,зависят и от плотности среды. Согласно теории [65] около 30% ионов 3 Heµобразуются в реакции синтеза в возбужденных состояниях с разными квантовыми числами (n,l).
При этом, чем выше энергия возбуждения, тем больше сечение ионизации в процессе движения ионов в среде. Но с ионизационными процессами соревнуется очень быстрое радиационное девозбуждение,доминирующее в области n = 2, 3. С ростом n, при n > 3, ситуация меняется, и стряхивание с предшествующим возбуждением становится основнымпроцессом. Поэтому вклад начальных возбужденных состояний в процессстряхивания может быть заметным только при большой плотности среды,в то время как при низкой плотности стряхивание происходит уже из основного состояния с небольшим вкладом метастабильного 2s состояния иона1403Heµ.
В Таблице 5.2 приведена подборка результатов анализа процессовстряхивания в реакции ddµ. Как видно, теория предсказывает невысокоепо абсолютной величине значение реактивации (Rmax ∼ 0, 17 при φ = 1, 2),но существенную её зависимость от плотности среды (Rmin ∼ 0, 07 приφ = 0, 07).Можно попытаться оценить изменение вероятности стряхивания на основе полученных нами высокоточных измерений ωdd в диапазоне измененияплотности ∆φ=0,04:∆Rexp =(ωdd (φ = 0, 0485) − ωdd (φ = 0, 0837))= 0, 008 ± 0, 01.0ωdd(5.5)Полученный результат не противоречит теоретическим оценкам ∆Rth ∼0, 01, поскольку наблюдаемая разница не превышает точности измерений.Для нахождения значения Rth (φ) использовалась теоретическая зависимость стряхивания от плотности и усредненные данные последних расчетов, что дало Rth (φ=0,07) = 0,10±0,01 иth0 thωdd(φ = 0, 07) = (ωdd) (1 − Rth ) = 0, 122 ± 0, 004.Полученное совпадение расчета и эксперимента свидетельствует о правильности современной теории начального прилипания мюонов в процессе ядерного синтеза в ddµ молекулах и теории стряхивания мюонов при движениимезоатомов в среде.
При этом надо отметить, что наш эксперимент отражает ситуацию с реактивацией мюонов только при малых плотностях газа,когда стряхивание происходит из 1s-состояния в столкновениях невозбужденных атомов 3 Heµ со средой.Анализируя результаты измерения коэффициента прилипания ωdd ,нельзя не упомянуть о коэффициенте прилипания мюонов в dtµ катализеωdt , от величины которого зависит выход нейтронов dt-синтеза и эффективность всего процесса как возможного источника энергии. На измерениеэтого параметра были направлены усилия всех групп, вовлеченных в исследование мюонного катализа.
Как уже упоминалось выше, первым в серииэкспериментов, поставленных ПИЯФ на пучке мезонной фабрики PSI, был1410Таблица 5.3 : Расчетные и измеренные значения коэффициентов прилипания ωnl , ωdd0и ωdtи вероятности стряхивания мюона R для реакций синтеза в мезомолекулах ddµ иdtµ [13, 157].Молекула0ω1S0ω2S0ω2p0ωn=30ωn=4ωS0dtµ(J=1,ν=1) (%)0,7080,0980,0240,0390,0170,8860,912[74]0,926[154]0,946[76]R(φ = 0, 1)0,110,300,111[79]0,281[79]R(φ = 1, 2)0,170,35 [81, 93]0,30 [79]0,34(3) [82]ωS (φ = 0, 1)0,1230,60ωS (φ = 1, 2)0,1150,57Эксперименты: ПИЯФ (φ=0,1) 0,122±0,0030,58±0,04 φ=0,17[142]ОИЯИ(φ=0,883)0,118±0,025[150] 0,573±0,053 [156]LAMPF (φ=1,2)0,37±0,07 [6]PSI (φ=1,2)0,45±0,05 [8]RIKEN-RAL (φ=1,22)0,532±0,030 [157]RIKEN-RAL (φ=1,45 твёрдый) 0,515±0,030 [157]ddµ(J=1,ν=1)0,1030,0130,0100,0080,0030,1370,135[71]эксперимент по прямому измерению величины ωdt методикой ионизационной камеры высокого давления.
В течение 1988 - 1992 гг. была созданаи настроена установка, написана программа приема данных, проведеныэксперименты, в которых была накоплена необходимая статистика. Детали экспериментальной установки, алгоритм выделения сигналов в условиях тритиевого шума, программа анализа кинетики мюонного катализа втройной H/D/T смеси представляют собой тему отдельного изложения ивыходят за рамки настоящей работы. (Ознакомиться с установкой и результатами можно по публикациям [158, 159, 160, 161, 141], а также поРис. 5.3, взятому из диссертации Д.В. Балина [196]).142Рис.
5.3 : Данные по ωdt , полученные в 1992 г.(a) – Энергетический спектр первых dt-синтезов при условии совпадения с электрономот распада мюона. Благодаря улучшенному энергетическому разрешению виден пикαµ. Сплошные кривые – моделированные спектры α, αµ, событий со стряхиванием αµ′(при фиксированной реактивации R=0,31), αα-наложений и фоновых p + t событий отddµ катализа.(b) – Спектр первых синтезов при требовании, что в событии был последующий второйсинтез (метод выжившего мюона). Как видно, пик αµ отсутствует.Здесь лишь отметим, что проведенное нами исследование явилось единственным прямым измерением коэффициента ωdt , ставшим репером притеоретическом анализа этого поцесса.
В Таблице 5.3 приведены для сравнения расчетные и измеренные значения коэффициентов прилипания в ddµи dtµ катализе. Существенное различие двух реакций проявилось уже настадии определения начального коэффициента прилипания, который зависит от скорости разлета заряженных продуктов синтеза. Так, для ядер3He, имеющих энергию ∼0,8 МэВ, вероятность захвата мюона составляет∼13,7%, в то время как для ядер 4 He, имеющих энергию ∼3,5 МэВ, вероятность захвата мюона составляет лишь ∼0,886%. Учет ядерного взаимодействия в dtµ - молекуле приводит к усредненной величине начальногоприлипания на уровне 0,92%.
Дальнейшая судьба мюонов при торможении4Heµ атомов определяется динамикой заселенностей уровней при разныхплотностях среды. В случае dtµ катализа в заселенностях возбужденныхсостояний прослеживается длительное плато за счет подпитывания их переходами из 1s-состояний, возбужденных при движении иона. Благодарябо́льшему энергетическому интервалу, в котором может происходить стря-143хивание мюонов, величина реактивации по сравненияю с ddµ катализомувеличивается до ∼33%, что дает уже значительную поправку в общийкоэффициент прилипания ωdt .(Существуют предположения, что при высоких плотностях и температурах в условиях плазмы возможно значительное увеличение стряхиваниямюонов, а при φ > 10 коэффициент реактивации R может стать равнымединице [162, 163, 164].)Приведенные в Таблице 5.3 результаты измерений ωdt получены в разное время несколькими методиками.
Так, первые измерения, проведенныев LAMPF и в PSI (1983-1986), использовали ”стандартный” метод регистрации нейтронов dt-синтеза, анализируя показатель экспоненты их временного распределения (λn = λ0 + Wn · Λc ), куда входит член Wn · Λc ,учитывающий суммарные потери мюонов в цикле dtµ катализа (Wn ) изависящий от общей скорости цикла (Λc ). Измеренные в жидкой дейтерийтритиевой смеси значения ωdt , как видно, существенно отличаются друг отдруга. При этом другие данные LAMPF, полученные при малых плотностях газовых смесей φ ∼0,17, указывали на существенное возрастание коэффициента прилипания вплоть до величины ωdt ∼1%, что не соответствовало теоретическим предсказаниям. Именно эта ситуация была причинойпостановки эксперимента в PSI по прямому измерению ωdt при указаннойплотности φ ∼0,17.
Полученное нами значение коэффициента прилипанияωdt = (0,58±0,04)% оказалось близким к предсказаниям теории и не подтвердило наблюдения LAMPF о росте ωdt с уменьшением давления. Темсамым, наши данные не подтвердили гипотезу о сильном падении ωdt сростом плотности, что давало бы возрастание выхода нейтронов.В 1992 году в LAMPF были проведены новые измерения и получено значение ωdt = (0,43±0,05)%, что ближе к результатам PSI. Необходимо упомянуть и о результатах измерения ωdt методикой регистрации мезорентгеновского излучения возбужденных 4 Heµ-атомов, проводимых в течении многих лет коллаборацией RIKEN-RAL.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
