Диссертация (1145365), страница 25
Текст из файла (страница 25)
В HD эксперименте были впервые измерены все основные характеристики мюонного катализа в этом газе: скорость образования ddµ молекулΛHDddµ (T) в диапазоне температур от 50 К до 300 К, скорость переворота спина Λ21 и отношение каналов R(T) (см. Таблицу 4.7). Измеренные значенияλHDddµ (T) показали слабую линейную зависимость от температуры:3 −1λHDddµ (T) = [0, 257(17) · T + 39(1)] · 10 с ,(5.9)что находится в качественном согласии с теоретическими расчетами. Если сравнить скорости резонансного образования мезомолекул в D2 газе(∼2,7·106 c−1 ) и нерезонансного в HD газе (∼0,11·106 c−1 ) при Т=300 К, товклад последней будет на уровне ∼4%. С понижением температуры и падением скорости резонансного образования, вклад нерезонансного каналабудет увеличиваться, становясь основным при температуре ∼50 K и ниже(см.
Рис. 5.6 ). Поэтому при реализации программы прецизионного измерения скорости образования ddµ молекул в D2 газе с целью последующегоопределения энергии слабосвязянного уровня ε11 , учет нерезонансного канала обязателен. Дополнительным указанием на нерезонансный характерпроцесса катализа в HD смеси является значение параметра R=1, не меняющееся с температурой в исследуемом нами диапазоне. Поэтому скоростьобразования ddµ молекул в HD газе можно считать нерезонансной λnrddµ (T)и состоящей из двух компонент:nrnrλnrddµ (T) = λJ=0 (T) + λJ=1 (T).(5.10)Поскольку переход в состояния J=1 и J=0 ddµ молекулы приводит к существенно разным выходам βJ=1 и βJ=0 , мы можем определить отношениеэтих двух компонент, используя значение βnr , измеренное в HD экспериментеλnrβnr − βJ=1J=0=.(5.11)λnrβJ=0 − βnrJ=1Данные в газе HD, представленные на Рис. 5.5 , соответствуют Rnr =1,01(βnr =0,502), которые постоянны в изученном температурном диапазоне.151Используя определенные ранее значения βJ=1 =0,593 (наш эксперимент) иβJ=0 =0,474 (эксперимент по dd рассеянию [131]) мы получаем искомое отnrношение λnrJ=0 /λJ=1 = 3, 2, справедливое в диапазоне 50 ≤T≤ 300 K.
Этоnrозначает, что не только λnrJ=0 , но и λJ=1 также зависит от температуры. Врезультате совместного анализа получаем для λnrJ=1 (T) следующую зависимость:3 −1λnr(5.12)J=1 (T) = (0, 054(24) · T + 10(2)) · 10 сс учетом ошибок измерений в величинах R(T) и λnrddµ (T).Сравнивая полученные результаты с теорией (Рис. 5.6), можно заключить, что теория с высокой точностью описывает полную скорость нерезонансного образования ddµ молекул (λnrddµ (T)). Что касается парциальныхвкладов, то хорошо описывается скорость образования молекул за счетnrE1 переходов (λnrJ=1 (T→0) и температурная зависимость λJ=0 (T). С другой стороны, при оценках скорости E0 переходов λnrJ=0 (T→0), расчетноезначение (0,015·106 c−1 ) оказывается вдвое меньше, чем экспериментальное(0,030·106 c−1 ). Требует своего объяснения также слабая температурная зависимость скорости λnrJ=1 (T) при её теоретическом описании в отличие отнашей экспериментальной оценки.Анализируя характеристики нерезонансного механизма образованиямезомолекул следует помнить, что в смеси HD за счет реакции pd- перезарядки интенсивно образуются dµ атомы с энергией до 43 эВ, которыезатем в процессе торможения теряют её при упругих соударениях с дейтронами (протонами), а при энергиях 1 эВ и ниже - с молекулами водорода.В результате dµ атом проходит через серию резонансов, наибольший изкоторых находится в эпитермальной области энергий (0,3÷0,4 эВ), где скорость образования ddµ молекул более чем на порядок превосходит подобную скорость при Т=50 - 300 К.
Ожидаемые значения скоростей приведенына Рис. 5.7. Следствием указанных процессов в HD смеси стало появлениево временном распределении нейтронов dd синтеза острого пика, которыйбыл впервые зарегистрирован в настоящем эксперименте (см. Рис. 5.8).Форма пиков определяется скоростью термализации dµ атомов, с которой они проходят область резонансов. Например, скорость образования мо-152Рис. 5.6 : Нерезонансные скорости образования ddµ молекул в газах HD и D2 в зависимости от температуры.
Пунктирные линии соответствуют теории, сплошные линиипредставляют наилучшие фиты экспериментальных данных.лекул падает вдвое через ∼60 нс после остановки мюонов. Можно считать,что полная термализация реализуется за время ∼250 нс, когда кончаются быстрые процессы. Полученные нейтронные распределения были промоделированы методом Монте Карло, используя теоретические значениясечений pµ и dµ рассеяния [170, 171] и скоростей образования ddµ молекул[48, 172]. Энергетические распределения pµ и dµ атомов после каскада быливзяты из [38, 173].
Как видно, результаты моделирования удовлетворительно описывают данные эксперимента. При этом надо отметить, что согласнорасчетам каскадов девозбуждения образовавшихся мезоатомов, они могутприобретать дополнительную энергию за счет кулоновских столкновенийв размере 1 - 2 эВ с возможным хвостом вплоть до 200 эВ, о чем свидетельствовали измерения кинетической энергии π − p -атомов в водороде при40 атм. [174]. Поэтому, хотя в чистом газе D2 (согласно Рис. 5.7) скоростиэпитермального и теплового образования молекул сравнимы с друг другом, скорость термализации dµ атомов в нем по крайней мере вдвое выше,153Рис.
5.7 : Рассчитанные скорости образования ddµ молекул в газах HD и D2 в зависимости от энергии dµ атомов [48, 172]. Сплошные и пунктирные кривые соответствуютспину dµ атома F= 3/2 и F= 1/2, соответственно.чем в HD газе. В итоге, во временном распределении нейтронов в D2 газеэпитермальный пик уже не наблюдался.В заключение данного параграфа отметим, что впервые эффект присутствия протия для генерации ”горячих” dµ и tµ атомов наблюдался внашем в эсперименте по измерению коэффициента прилипания ωdt в равновесной тройной смеси H/D/T [46, 47] при давлении 160 атм. Благодарявысокой концентрации протия (∼97%) и малой примеси дейтерия (∼3%)накопленные при перезарядке tµ атомы термализовались очень медленноблагодаря эффекту Рамзауэра, что помогало интенсивному образованиюdtµ молекул при энергиях резонансов, находящихся в диапазоне 0,3÷0,6 эВ[175]. При этом скорость эпитермального образования молекул превосходила аналогичную скорость для термализованных tµ атомов более чем на порядок, что проявлялось в появлении во временных распределениях нейтронов dt-синтеза начального быстрого пика (см.
Рис. 5.9). Как видно, по мереуменьшения примеси дейтерия, пики во временных распределениях становятся все более широкими, отражая увеличение времени жизни tµ атомов.∼6 -1λd d µ (10 s )154HD, T = 50K1.41.210.80.60.40.20100150200250∼6 -1λd d µ (10 s )tn (ns)HD, T = 300K1.41.210.80.60.40.20100150200250tn (ns)Рис. 5.8 : Начальная часть временного распределения нейтронов dd синтеза в газеHD при (a) T= 50 K и (b) T= 300 K, зарегистрированных нейтронными детекторами.Быстрый пик, видимый между 100 и 150 нс, связан с высокой скоростью образованиямолекул эпитермальными dµ атомами. Пунктирная гистограмма соответствует расчетам Монте Карло.Если сравнивать с ситуацией в газе HD, то здесь атомарная концентрациядейтерия составляет 50%, и для того, чтобы наблюдать быстрые процессы,необходимо было уменьшить плотность газа в камере до ∼40 атм., или в 4раза по сравнению с тройной смесью H/D/T.Рассмотренные примеры указывают на важность учета энергетического спектра мезоатомов в кинетике катализа и открывают новую областьисследований за рамками равновесной модели Весмана.155Рис.
5.9 : Временны́е спектры нейтронов dt-синтеза, зарегистрированных в измерениях1989, 1991 и 1992 гг. на пучке PSI с последовательно убывающей атомарной концентрацией дейтерия в наполняемых смесях: Cd =9,5%, 4%, 3%.5.4Скорость переворота спина dµ атомовС момента первого наблюдения в 1983 году коллаборацией Vienna-PSI зависимости скорости образования ddµ молекул от сверхтонкой структурыуровней dµ атомов [136], знание их спинового состояния является необходимым условием для количественного описания резонансного механизма.В процессе образования мезоатомов начальная заселенность обоих спиновых состояний F=3/2 и F=1/2 пропорциональна их статистическим весам156(η3/2 =2/3 и η1/2 =1/3). Далее, в процессе неупругих столкновений с молекулами D2 (или HD) происходит переворот спина из верхнего спиновогосостояния F=3/2 в нижнее.Если тепловая энергия мезоатомов меньше энергии сверхтонкого расщепления ∆ ∼0,049 эВ, то процесс необратимый и приводит к разрядкеверхнего состояния со скоростью λ̃21 .
Абсолютное значение скорости переворота спина в газе D2 складывается из двух процессов: неупругого рассеяния dµ атомов на молекулах D2 (со скоростью λsc21 (D2 )) и обратного распадамюонных молекулярных комплексов, созданных благодаря резонансномумеханизму (со скоростью λ̃bd21 ),(dµ)F + D2 → [(ddµ)dee]∗ → (dµ)F ′ + D2 .(5.13)Возможность реализации обратного распада вызвана относительно медленной скоростью ядерного синтеза в ddµ молекуле, идущего (как былопоказано выше [59]) через Р-волновое взаимодействие [60].
Следствием жеобратного распада комплексов стало появление dµ атомов в спиновом состоянии, отличным от исходного, что приводило в итоге к накоплению мезоатомов со спином F′ =1/2, позволяя рассматривать обратный распад какдополнительный канал переворота спина [61].Поскольку в молекулярном комплексе реализуется несколько каналовebd является эффективным знараспада, то измеряемое на опыте значение λ21SF ′чением, умноженным на отношение Γ /(λf +ΓS ), где ΓS - полная скоростьобратного распада.
Подобный множитель появляется и в формуле для скоeF (D2 ) · λf /(λf + ΓS ), величина которой старости образования молекул λddµновится зависящей от соотношения между скоростью синтеза и скоростьюобратного распада. Рассмотрение процесса резонансного образования ddµмолекул будет проведено ниже, здесь лишь отметим, что скорость обратного распада несет прямую информацию о параметрах матричных элементов′процесса (благодаря зависимости ΓSF от |Vif |2 ) и её экспериментальноеопределение очень важно для комплексного анализа данных.Уже первое измерение зависимости скорости переворота спина от температуры [137] показало существенное расхождение с теорией [176] (см.157Рис. 5.10 : Скорость переворота спина dµ атомов в газе D2 , измеренная в [137].
Сплошная кривая - результат суммирования двух теоретических функций: λsc21 (T)th - скоростирассеяния в среде и λbd(T)скоростиобратногораспадаприα=1,0.th21Рис. 5.10). Как видно, расчетное значение скорости переворота спина в среде λsc21 (D2 ) уже достаточно близко к экспериментальным точкам.
Дополнительное суммирование с исходной величиной скорости обратного распада,e21 , превышающемуотмеченной как α=1,0, приводит к общему значению λэкспериментальное более чем на 40%.Вопрос о том, какое из двух указанных слагаемых завышено по величине или они завышены оба, до сих пор не имеет однозначного ответа.Авторы работ [137, 138] исследовали влияние нормировочного параметра(α) на используемые ими матричные элементы перехода (α)|Vif |2 ), от величины которых непосредственно зависит вклад процесса обратного распадаи скорость синтеза.
Их оценки показали (см. Рис. 5.11 ), что при величинеα=1,0 значение λf =314(33)·106 c−1 , что существенно меньше теоретического6 −1значения λth[59]. Уменьшение параметра (α) в два раза (α=0,5)f =460·10 cприводит к величине скорости синтеза λf =386(51)·106 c−1 , и только при значении α=0,36 ожидаемая скорость синтеза соответствует теоретическомузначению λf =461(87)·106 c−1 .
Принимая во внимание величину ошибок в158Рис. 5.11 : Корреляция значений матричных элементов и скорости синтеза, задаваемых наблюдаемой скоростью образования молекул ddµ [138].проведенных оценках, авторы делают заключение, что значение используемых матричных элементов завышено по крайней мере вдвое. Причинойстоль большого отличия ”эксперименталльного” значения матричных элементов |Vif |2 от расчетного могло быть дипольное приближение в описанииоператора взаимодействия, которое использовалось в качестве стандартного при теоретическом рассмотрении резонансного механизма [134, 172].Вопрос о возможности выхода за рамки дипольного приближения вперые рассматривался в работе [177], где на примере молекулы dtµ былопоказано, что дипольное приближение сильно завышает вклад tµ − d взаимодействий на больших расстояниях, что важно при анализе асимптотикиволновых функций.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
