Диссертация (1150505), страница 6
Текст из файла (страница 6)
В нашем случае такими состояниями являются)︀]︀[︀(︀121/2 0 и [(12)0 ] при 4 6 6 7, = ±1, ∼ 60, и ∼ 92. Дляоценки ЭНЧ, возникающего в процессе ДР в эти состояния, удобно ввести следующие переменные. Сечения, отвечающие положительной и отрицательнойспиральностям, обозначим + и − , соответственно. Тогда, 0 = (+ + − ) /2будет отвечать полному сечению, а вклад, нарушающий пространственнуюсимметрию, запишется в виде PNC = (+ − − ) /2.
Ненулевые значения величины PNC будут указывать на нарушение пространственной симметрии врассматриваемом процессе.Дополнительно необходимо произвести оценку реализуемости рассматриваемого процесса. Удобным параметром, характеризующим реализуемостьисследуемого сценария, является светимость 0 . Её минимальное значение,требуемое для измерения ЭНЧ с относительной точностью , выражаетсяследующей формулой [25, 52]:0 =+ + − + 2b.(+ − − )2 2 (2.15)38Здесь b – отвечает фоновому сигналу и – время сбора данных. В наших вычислениях мы полагаем фоновый сигнал равным нулю, время равным двум неделям и = 0.01.
Для немоноэнергетического пучка налетающих электронов достаточно заменить величины 0 и PNC на проинтегрированные по энергии налетающего электрона сечения: 0 = ( + + − ) /2 и PNC = ( + − − ) /2, соответственно. Выше + ( − ) обозначает проинтегрированное сечение с положительной (отрицательной) спиральностью.Дополнительного внимания заслуживает вопрос различимости квазивырожденных уровней. Напомним, что условие (1.15) является необходимым,но не достаточным.
Для того, чтобы сформулировать достаточное (с теоретической точки зрения) условие различимости смешиваемых слабым взаимодействием уровней, вводится следующий дополнительный параметр =|1 − 2 | / (Γ1 + Γ2 ). В результате численных расчётов было обнаружено,что при > 5 сечения, вычисляемые по формулам (2.11) и (2.12), отличаются крайне незначительно. Это означает, что уровни для которых > 5могут, в принципе, быть различимы на эксперименте.В таблицах 2.1 и 2.2 представлены численные результаты для систем, кажущихся наиболее многообещающими для обнаружения ЭНЧ и отвечающихминимальному значению требуемой светимости. Таблица 2.1 отвечает случаю разрешенных состояний, в то время как случай неразличимых состоянийпредставлен в таблице 2.2.Опираясь на результаты, представленные в таблице 2.1, можно заключить,что предположение о разрешимости уровней при > 5 является обоснованным.
Действительно, для > 5, 0 возрастает менее чем на 2% в случаевычислений, учитывающих оба слагаемых в уравнении (2.11) вместо одногорезонансного.Из таблиц 2.1 и 2.2 видно, что наиболее многообещающей системой для39Таблица 2.1: Сечение ДР поляризованных электронов с гелиподобными ионами дляслучая разрешенных уровней()︀ > 5).[︀(︀]︀ Энергия электрона предполагается настроенной врезонанс с состоянием 121/2 0 . Δ = [(121/2 ) ] − [(12) ] – энергетическая00разность (см. таблицу 1.1). Δ0 отвечает относительному приращению сечения ДР прииспользовании формулы (2.11) вместо (2.12).
Также используется следующееобозначение: [] = × 10 .54889092 Δ (эВ) 6−1.375.254.639.863.5512.972.9317.846.275.953.346.371.557.562.166.87−1.587.1 (кэВ)29.1682.5683.9484.7684.1986.9189.2288.3693.860 (см−2 с−1 )7.4[29]2.9[30]1.6[30]9.4[29]3.7[30]9.1[29]2.0[29]3.8[29]1.5[29]0 (барн)5.3[2]3.3[2]3.3[2]3.8[2]2.7[2]2.8[2]2.6[2]2.7[2]2.2[2]Δ0 (%) PNC (барн)0.9−5.4[−5]0.56.8[−4]0.39.2[−4]0.21.3[−3]1.35.5[−4]1.31.1[−3]1.02.3[−3]1.21.7[−3]1.1−2.5[−3]обнаружения ЭНЧ в процессе ДР поляризованных электронов является ионурана ( = 92).
В случае, когда энергия налетающего электрона настроена в)︀ ]︀[︀(︀резонанс с уровнем 121/2 0 5 , отношение PNC /0 составляет 2.0 × 10−5 .После интегрирования по оно обращается в PNC / 0 = 9.2 × 10−8 . Длянаглядности сравним полученные результаты с подобными вычислениями,представленными в статье [52]. В этой работе авторы рассматривали процесс(︀)︀ДР в состояния (2)2 и 221/2 0 для = 48, где усиление ЭНЧ возникало вследствие квазивырожденности этих состояний. Нарушающая чётностьасимметрия процесса, рассмотренного в работе [52], равнялась 5 × 10−9 , в товремя как в настоящей работе она достигает 2.0×10−5 .
Увеличение величиныэффекта более чем на 3 порядка величины может быть объяснено тем, чтопараметр смешивания для = 48, вычисленный в [52], равен 6.0 × 10−9 , вто время как для литиеподобного урана, рассматриваемого в настоящей работе, = −1.2 × 10−5 .На рисунках 2.1 и 2.2 представлена зависимость PNC от энергии налетающего электрона для ионов самария ( = 62) и тория ( = 90), соответ-40Таблица 2.2: Сечение ДР поляризованных электронов с гелиподобными ионами дляслучая неразличимых уровней()︀ < 5).[︀(︀]︀ Энергия электрона предполагается настроеннойв резонанс с состоянием 121/2 0 .
Δ = [(121/2 ) ] − [(12) ] – энергетическая00разность (см. таблицу 1.1). Также используется следующее обозначение: [] = × 10 .Δ (эВ)(кэВ)628890771/271/261/25671/261/20.062.240.820.950.37−0.93−2.35−2.211.14.01.20.90.62.63.21.839.5684.7689.2388.3791.4392.9693.8692.96920(см−2с−1 )9.2[28]1.7[30]4.9[29]1.1[30]2.0[28]5.5[28]7.6[29]1.2[30]0(барн)PNC(барн)1.6[3]2.9[1]8.7[1]1.4[2]5.2[2]2.5[2]2.8[1]4.6[1]8.5[−3]2.7[−4]8.6[−4]7.1[−4]1.0[−2]−4.4[−3]−3.9[−4]−4.1[−4]0(барнэВ)4.8[2]9.6[2]9.8[2]1.6[3]1.2[3]6.8[2]1.0[3]1.6[3] PNC(барнэВ)7.2[−5]−1.0[−5]−4.3[−5]−9.2[−5]1.1[−4]2.3[−5]−3.1[−6]−1.3[−5]ственно. В обоих случаях квазивырожденные уровни являются неразличимыми.
Из этих графиков видно, что нарушающий симметрию вклад в сечениеформируется главным образом пространственно-нечётным вкладом, происходящим от диэлектронного захвата [третье слагаемое в выражении (2.11)].Тем не менее, несохраняющий чётность вклад, обусловленный последующимраспадом [четвёртое слагаемое в уравнение (2.11)], слегка усиливает PNC вслучае резонанса с одним из уровней и, наоборот, уменьшает для резонанса сдругим. На графиках также можно обнаружить энергию налетающего электрона, при которой PNC обращается в 0. Этот случай соответствует энергии,настроенной между квазивырожденными состояниями 1 и 2 .Представленный выше экспериментальный сценарий предполагает взаимодействие пучков тяжёлых ионов с пучками поляризованных электронов.Поляризованные электроны могут быть произведены с помощью полупроводниковых катодов и циркулярно поляризованного лазерного излучения [53].После этого они могут быть ускорены электростатическим полем до энергий,требуемых в предложенном сценарии.
Электронный охладитель с необходи-419876σPNC(mb)543210-1-2-3-4-0.1-0.05Ei − E[(1s2p1/2 )0(eV)7s]00.05Рисунок)︀]︀ 2.1: Нарушающая пространственную чётность часть сечения ДР в121/2 0 7 и [(12)0 7] состояния литиеподобного иона самария ( = 62). Значениеразности − [(121/2 ) 7] однозначно определяет энергию налетающего электрона .0Сплошная линия отвечает PNC . Пунктирная линия соответствует несохраняющемучётность вкладу, возникающему на этапе диэлектронного захвата. Штрихованная линияобозначает вклад, нарущающий чётность в радиационном распаде.[︀(︀4210.80.6σPNC(mb)0.40.20-0.2-0.4-0.6-0.8-1-1.5-1-0.5Ei − E[(1s2p1/2 )07p1/2 ]0(eV)0.5Рисунок)︀ 2.2: Нарушающаяпространственнуючётность часть сечения для ДР в[︀(︀]︀ [︀]︀121/2 0 71/2 и (12)0 71/2 состояния литиеподобного иона тория ( = 90).Значение разности − [(121/2 ) 71/2 ] однозначно определяет энергию налетающего0электрона.
Сплошная линия отвечает PNC . Пунктирная линия соответствуетнесохраняющему чётность вкладу, возникающему на этапе диэлектронного захвата.Штрихованная линия обозначает вклад, нарущающий чётность в радиационном распаде,умноженный на 10.43мым фотокатодом был сконструирован, например, для кольца TSR, находящегося в MPI-K, Хайдельберг. Охладители такого рода, теоретически, могутбыть модифицированы для получения поляризованных электронов. В настоящий момент такие разработки ведутся на установках FAIR и CRYRING вGSI, Дармштадт.Для экспериментальной реализации предложенного процесса требуется создание пучков высокоэнергетических электронов с достаточно малой шириной энергетического распределения. Проведём оценку допустимых на сегодняшний день значений этой ширины. Ширина распределения энергии зависит от энергии , поперечной ⊥ и продольной || температур электронного√︁пучка следующим образом: Δ = (ln 2⊥ )2 + 16 ln 2|| [54].
Пучки электронов, произведённые лазерным полем, могут быть охлаждены с помощьюметода адиабатического разложения. Пучки, обладающие поперечной температурой в 3.6 мэВ и продольной температурой равной 38 мкэВ, ранее былисозданы на установке электронного охладителя [55]. Для таких пучков ширина распределения энергии составляет несколько эВ при энергии около90 кэВ. Однако для того, чтобы в полной мере воспользоваться усилениемЭНЧ в процессе ДР, распределение энергии электронного пучка не должнопревышать 0.1 эВ при 90 кэВ, что в настоящее время представляется недостижимым. Дополнительно, необходимо потребовать, чтобы распределениеимпульсов в пучке ионов не превышало 10−6 . Такие пучки ионов были получены ранее [56], хотя и со значительной потерей интенсивности.В настоящей главе было рассмотрено влияние слабого взаимодействия насечение процесса ДР поляризованных электронов в дваждывозбуждённые[︀(︀)︀]︀[(12)0 ] и 121/2 0 состояния тяжёлых литиеподобных ионов.
Вычисления были проведены для параметров , и , при которых нарушениепространственной симметрии усилено за счёт квазивырожденности соответ-44ствующих уровней. Было обнаружено, что при энергии налетающего элек[︀(︀)︀]︀трона, настроенной в резонанс с 121/2 0 состоянием, ЭНЧ становитсянаиболее ярко выраженным. Наиболее многообещающими для обнаружения[︀(︀)︀ ]︀нарушения чётности кажутся уровни 121/2 0 5 и [(12)0 5] литиеподобного иона урана ( = 92). Пространственная асимметрия для этой системы составляет 2.0 × 10−5 , что на несколько порядков величины больше ЭНЧ,полученного для аналогичного процесса в работе [52].Основные результаты данного раздела представлены в статье [57].45Глава 3Эффект несохранения чётности врезонансном рассеянии электроновтяжёлыми гелиеподобными ионамиКак уже отмечалось ранее, на сегодняшний день в литературе представлено большое количество сценариев, исследующих возможность обнаруженияЭНЧ в многозарядных ионах.
Однако, до сих пор нарушение пространственной симметрии не было изучено для процесса рассеяния электронов тяжёлыми многозарядными ионами. Ниже мы проводим исследование влиянияслабого взаимодействия на процесс упругого резонансного рассеяния (РР)поляризованных электронов на тяжёлых гелиеподобных ионах, находящихсяв основном состоянии. Предполагается, что энергия налетающего электронанастроена в резонанс с квазивырождеными состояниями противоположной[︀(︀)︀]︀пространственной чётности [(12)0 ] и 121/2 0 соответствующеголитиеподобного иона.463.1Основные формулыПерейдём к теоретическому описанию процесса упругого РР электронов,обладающих четырех-импульсом ( , p ) и поляризацией тяжёлыми гелиеподобными ионами, находящимися в основном (1)2 состоянии.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
