Диссертация (1150505), страница 8
Текст из файла (страница 8)
В случае иона урана (рисунок 3.5) резонанс с уров-530.12A (ppm)0.060-0.06L (cm−2 s−1 )-0.12-0.181036103410321030060120θ (deg)18060120θ (deg)180Рисунок 3.2: Коэффициенты асимметрии (верхние графики) и светимости (нижниеграфики) упругого РР электрона на гелиеподобном ионе самария ( = 62) для двухразных сценариев. В первом сценарии (левые графики) поляризация рассеянногоэлектрона считается известной и неизвестной во втором (правые графики).
Сплошная ипунктирная линии[︀(︀ отвечают)︀]︀ энергиям налетающего электрона, настроенным в резонансс состояниями 121/2 0 7 и [(12)0 7] литиеподобного иона самария, соответственно.540.12A (ppm)0.080.040-0.04-0.08-0.12L (cm−2 s−1 )103610341032060120θ (deg)18060120θ (deg)180Рисунок 3.3: Коэффициенты асимметрии (верхние графики) и светимости (нижниеграфики) упругого РР электрона на гелиеподобном ионе урана ( = 92) для двухразных сценариев.
В первом сценарии (левые графики) поляризация рассеянногоэлектрона считается известной и неизвестной во втором (правые графики). Сплошная ипунктирная линии отвечают [︀(︀энергиям)︀ налетающегоэлектрона, настроенным в резонанс]︀с состояниями [(12)0 6] и 121/2 0 6 литиеподобного иона урана, соответственно.55нем [(12)0 6] даёт наибольшее значение ЭНЧ лишь для больших угловрассеяния (см. также рисунок 3.3). При рассеянии на угол около 110 градусов, наоборот, нарушение пространственной симметрии становиться наиболееярко выраженным для энергии налетающего электрона, настроенной в резо[︀(︀)︀ ]︀нанс с 121/2 0 6 . Следует отметить, что параметры и , отвечающиемаксимальному значению пространственной асимметрии, не обязательно соответствуют наилучшему значению светимости и наоборот.
Для того чтобынайти оптимальное соотношение, мы предлагаем следующую процедуру. Вначале для каждого угла рассеяния находим такое значение , которое отвечает пиковому значению пространственной асимметрии. Затем отбираем углырассеяния и энергии налетающего электрона, при которых пиковое значениепространственно-нечётной асимметрии совпадает (по порядку величины) смаксимальным. Среди этих углов и энергий отвечать оптимальному балансубудут те, для которых минимальная требуемая светимость примет наименьшее значение.
В качестве примера рассмотрим сценарий, в котором поляризация конечного электрона считается измеренной (первый сценарий). Дляиона самария (рисунок 3.4) максимальное значение ожидается для угларассеяния 175∘ и равно 2.7 × 10−7 , в то время как при этих же параметрах равно 4.4 × 1033 см−2 с−1 , что на три порядка превышает оптимальное значение. Оптимальное соотношение между и ожидается при ∼ 55∘ гдеони, соответственно, принимают значения −1.3 × 10−7 и 3.5 × 1030 см−2 с−1 .В таблицах 3.1 и 3.2 приведены результаты для параметров , и , которые кажутся наиболее многообещающими для измерения ЭНЧ в процессеупругого РР электронов на гелиеподобных ионах.
В таблице 3.1 приведенырезультаты для случая, когда поляризация рассеянного электрона считаетсяизмеренной (первый сценарий). Результаты для второго сценария, в которомполяризация вылетающего электрона не детектируется, представлены в таб-560.3θ = 60◦θ = 110◦θ = 175◦A (ppm)0.20.10-0.1-0.2-0.3L (cm−2 s−1 )10381036103410321030-0.12-0.0600.06-0.0600.06Ei − E[(1s2p1/2 ) 7s] (eV) Ei − E[(1s2p1/2 ) 7s] (eV)00Рисунок 3.4: Коэффициенты пространственно-нечётной асимметрии (верхниеграфики) и светимости (нижние графики), отвечающие упругому РР поляризованногоэлектрона на гелиеподобном ионе самария ( = 62) для двух разных сценариев. Левыеграфики отвечают случаю, когда поляризация рассеянного электрона регистрируется(первый сценарий). Второй сценарий, в котором поляризация вылетающего электронасчитается неизвестной, изображён на правых графиках. Разность − [(121/2 ) 7]0однозначно определяет энергию налетающего электрона.
Сплошная линия отвечаетслучаю = 175∘ , пунктирная и штрихованная линии отвечают, соответственно, случаямрассеяния на углы 110∘ и 60∘ .570.1A (ppm)0.050-0.05-0.1θ = 60◦θ = 110◦θ = 175◦-0.15L (cm−2 s−1 )-0.21038103610341032-0.5 0 0.5 1 1.5Ei − E[(1s2p1/2 ) 6s] (eV)0-0.5 0 0.5 1 1.5Ei − E[(1s2p1/2 ) 6s] (eV)0Рисунок 3.5: Коэффициенты пространственно-нечётной асимметрии (верхниеграфики) и светимости (нижние графики), отвечающие упругому РР поляризованногоэлектрона на гелиеподобном ионе урана ( = 92) для двух разных сценариев.
Левыеграфики отвечают случаю, когда поляризация рассеянного электрона регистрируется(первый сценарий). Второй сценарий, в котором поляризация вылетающего электронасчитается неизвестной, изображён на правых графиках. Разность − [(121/2 ) 6]0однозначно определяет энергию налетающего электрона. Сплошная линия отвечаетслучаю = 175∘ , пунктирная и штрихованная линии отвечают, соответственно, случаямрассеяния на углы 110∘ и 60∘ .58лице 3.2.Опираясь на результаты, представленные в таблицах 3.1 и 3.2, можно заключить, что учёт дополнительного вклада (3.8) в несохраняющую пространственную чётность амплитуду качественно не влияет на результаты.
Количественные изменения коэффициентов асимметрии процесса, обусловленныеэтим вкладом, составляют менее 5%, что не превышает погрешности результатов для в настоящей работе. Таким образом, как уже отмечалось ранее,влиянием слабого взаимодействия в нулевом (3.8) и первом порядках по межэлектронному взаимодействию можно пренебречь в рамках используемыхприближений. Также из таблицы 3.1 видно, что в случае первого сценария,ЭНЧ является наиболее ярко выраженным для энергии налетающего электрона, настроенной вблизи резонанса, отвечающего состоянию [(12)0 7]иона самария ( = 62). В этом случае оптимальные соотношение междуасимметрией и светимостью достигается для угла рассеяния ∼ 55∘ , при котором их значения соответственно равны −1.3 × 10−7 и 3.5 × 1030 см−2 с−1 . Этаже система оказывается одной из наиболее предпочтительных и для второго сценария (таблица 3.2), где поляризация рассеянного электрона считаетсянеопределённой.
В этом случае, асимметрия = −1.0 × 10−7 и светимость = 4.0 × 1030 см−2 с−1 являются оптимальными и достигаются при ∼ 52∘и ≈ [(12)0 7] . Анализируя результаты приведенные в таблицах 3.1 и 3.2,можно заключить, что детектирование поляризации рассеянного электронане приводит к какому-либо значительному увеличению величины ЭНЧ.Перейдём к оценке экспериментальной реализуемости процесса упругогоРР поляризованных электронов на тяжёлых гелиеподобных ионах.
На сегодняшний день существует несколько способов получения пучков поляризованных электронов. Один из них – это воздействие циркулярно поляризованным лазерным излучением на поверхность полупроводника, такого, напри-59мер, как GaAsP [63]. Испущенные вследствие такого облучения фотоэлектроны будут являться поляризованными (эффект Фано [64, 65]). Другой подходоснован на процессе пеннинговой ионизации возбуждённых поляризованныхатомов гелия [66]. Интенсивности пучков, полученных в рамках обоих методов, как правило, ограничены 1 мА.
Степень поляризации электронногопучка может достигать 80-90%. Для определения поляризации пучка электронов может быть использован моттовский поляриметр [67, 68], а также методы поляриметрии, основанные на тормозном излучении [69–72]. Однакоследует отметить, что оба подхода обладают низкой эффективностью. Ввидувышеописанных технических трудностей, далее мы сосредоточимся лишь наэкспериментальной реализуемости второго сценария, в котором поляризациярассеянного электрона является неопределённой.Пучки ионов с любыми зарядовыми состояниями доступны в накопительных кольцах ESR в GSI (Дармштадт, Германия), а в ближайшем будущембудут доступны и в накопительных кольцах HESR и CRYRING в комплексеFAIR (Дармштадт, Германия).
В настоящий момент также ведутся активныеразработки мишени поляризованных электронов для этих колец. Ожидается, что плотность такой мишени составит = 108 см−2 . Произведем оценкуколичества электронов, рассеянных в интервал 40∘ < < 50∘ по следующейформуле:scat = 0 Ω,(3.14)где = 108 обозначает количество гелиеподобных ионов самария, циркулирующих в кольце, = 1 МГц отвечает частоте их обращения, а Ω = 1 –телесный угол, покрываемый детекторами электронов. При таких параметрах, оценка даёт scat = 100 Гц, что является недостаточным для проведенияпредложенного эксперимента.60Рассмотрим другую возможную экспериментальную схему, основанную намодифицированной установке EBIS [73–75]. В обыкновенной установке EBISионы производятся в результате столкновения атомов с моноэнергетическимэлектронным пучком.
В радиальном направлении они захватываются пространственным зарядом пучка, аксиальный захват происходит посредствомэлектростатического потенциала. Электронный пучок сжимается магнитнымполем, создаваемым сверхпроводящим соленоидом, обыкновенно обладающим диаметром = 50 м. Такие установки способны производить большоеколичество ионов практически в любом зарядовом состоянии.
Для измерения сечения упругого РР электронов мы предлагаем модифицировать этуустановку следующим образом. Введём в EBIS два электронных пучка. Первый – деполяризованный и расстроенный от резонансов, отвечающих уров[︀(︀)︀]︀ням [(12)0 ] и 121/2 0 , для создания и захвата ионов. И второй –поляризованный, перекрещивающийся с первым, и настроенный в резонансс необходимыми для усиления ЭНЧ уровнями, который будет служить дляисследования сечения упругого рассеяния. Кроме того в дополнение к однородному магнитному полю мы предлагаем использовать две дополнительныекатушки в области захвата иона для увеличения поля по краям этой области (см. схему установки на рисунке 3.6).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
