Диссертация (1150505), страница 9
Текст из файла (страница 9)
Наиболее сильные поля будутвыступать в качестве магнитных зеркал, отражающих электроны, рассеянные в центральной части ловушки. Электроны, рассеиваемые в угол внутриловушки, будут отражаться магнитными зеркалами 1 и 2, обладающими соответствующими магнитными полями B1 и B2 , если наложить следующиеограниченияsin 1, 2 >√︁0 /1, 2 ,(3.15)61B0source ofpolarized electronsmagnetic field lineB1electron beamB2trapped ionstrajectory ofthe scatteredelectronWien filterelectrondetectorθ1 > 50ºreflectionθ2 > 40º100 %40º 50º130º180ºθРисунок 3.6: В дополнение к основному неполяризованному электронному пучкудобавлен пучок продольно поляризованных электронов для измерения сечения упругогорассеяния.
Конфигурация магнитного поля в ловушке изменена двумядополнительными катушками, увеличивающими величину поля на концах ловушки.Такое изменение создаёт два магнитных зеркала, отражающих рассеянные электроны.Область перекрывания ортогональных электрических и магнитных полей, обозначеннаяфильтром Wien, служит для расщепления входящих и отраженных пучков. На вставкеизображён диапазон углов рассеяния электронов, при которых происходит отражениеэлектронов.где B0 – поле внутри ловушки.
Таким образом, если магнитные поля настроены так, чтобы отражать электроны с 1 > 50∘ и 2 > 40∘ , то электроны,рассеиваемые внутри ловушку на углы 40∘ < < 50∘ и > 130∘ (см. вставкуна рисунке 3.6) также будут отражаться. Основной пучок электронов пройдёт оба зеркала без отражений. Отраженные электроны могут быть отделеныот электронов налетающих посредством фильтра Вина и продетектированыпрактически со 100% эффективностью. Количество продетектированных событий может быть оценено с помощью следующей формулыscat =0 · Ω,2 (3.16)62где = 1 мА – ток, отвечающий пучку поляризованных электронов, =1.6 × 10−19 Кл – заряд электрона, = 107 – количество гелиеподобныхионов самария, находящихся в ловушке, а Ω = 1 отвечает телесному углу, покрываемому интервалом 40∘ < < 50∘ .
Для этих значений частотадетектируемых рассеянных электронов составит scat = 3 × 107 Гц. При такой частоте детектирования для обнаружения нарушения пространственнойчётности в процессе упругого РР электронов потребуется около 6 месяцевнепрерывной работы. Здесь следует отметить, что предложенная модификация установки EBIS, заключающаяся в использовании более сложной конфигурации магнитных полей и двух перекрывающихся электронных пучков,содержит ряд экспериментальных трудностей, требующих предварительногодетального рассмотрения. Кроме того большая частота происходящих событий приводит к сложностям по их обнаружению.В этой главе был всесторонне исследован ЭНЧ в процессе упругого РРполяризованных электронов тяжёлыми гелиеподобными ионами, находящимися в основном состоянии.
Для увеличения величины нарушения пространственной симметрии энергия налетающего электрона выбиралась таким образом, чтобы быть в резонансе с одним из квазивырожденных состояний[︀(︀)︀]︀противоположной пространственной чётности, [(12)0 ] и 121/2 0 ,соответствующего литиеподобного иона. Было рассмотрено два различныхсценария. В первом сценарии предполагалось, что поляризация рассеянногоэлектрона является измеренной.
Во втором, поляризация оставалась ненаблюдаемой. Было обнаружено, что в обоих вариантах ЭНЧ оказывается одним из наиболее ярко выраженных для случая рассеяния на гелиеподобномионе самария ( = 62) при энергии налетающего электрона, настроеннойв окрестности резонанса, соответствующего состоянию [(12)0 7]. В случаепервого сценария пиковое значение пространственно-нечётной асимметрии63составляет −1.3 × 10−7 и достигается при угле рассеяния порядка 55∘ , в товремя как во втором сценарии коэффициент асимметрии равен −1.0 × 10−7при угле рассеяния ∼ 52∘ . Также была предложена и рассмотрена схемаэксперимента для модифицированной установки EBIS, которая, в принципе,допускает измерение ЭНЧ, полученного в настоящей работе.Стоит отметить, что некоторые трудности, возникающие в рассматриваемом процессе, могут быть устранены посредством следующих модификаций.В качестве первого изменения мы предлагаем рассмотреть процесс неупругого рассеяния электронов, в котором будет отсутствовать вклад нулевогопорядка по межэлектронному взаимодействию в амплитуду, сохраняющуюпространственную чётность.
В результате такой модификации будет устранено сильное подавление пространственно-нечётной асимметрии при большихуглах рассеяния. В качестве еще одного изменения мы предлагаем перейтик рассмотрению других многозарядных систем. Так, например, можно рассмотреть рассеяние на гелиеподобном ионе, находящемся в возбужденном состоянии, или на литиеподобном ионе, находящимся в основном состоянии. Вслучае рассеяния на таких системах требуются гораздо более низкие энергииналетающего электрона, которые в настоящее время могут контролироваться с высокой точностью.
Мы считаем, что рассмотренный в данной главепроцесс резонансного упругого рассеяния электронов гелиеподобным ионом,находящемся в основном состоянии, выступает в качестве необходимой основы для дальнейших исследований эффектов несохранения чётности в этомнаправлении.Основные результаты данного раздела представлены в статье [76].0 60 5662 790 6792 456 (кэВ) Δ (эВ)35.81−0.11036.40−0.13039.560.06088.362.16089.221.55088.563.60091.430.37092.96−0.930Δ (эВ)0.1150.118−0.059−2.160−0.005−3.586−0.2310.931641105561576534621.0 × 10−7−1.0 × 10−7−1.3 × 10−7−3.6 × 10−84.3 × 10−8−3.8 × 10−81.0 × 10−71.0 × 10−7Δ (%) (см−2 с−1 )−0.068.6 × 1030−0.379.0 × 10310.713.5 × 1030−0.471.2 × 1032−0.457.3 × 10310.781.3 × 1032−3.662.0 × 1030−1.621.7 × 10310 (барн) nsf (барн) PNC (барн)6.0 × 1044.8 × 1044.8 × 10−3431.1 × 104.6 × 10−4.6 × 10−48.3 × 1047.0 × 104−9.0 × 10−32.9 × 1042.5 × 104−9.2 × 10−4443.4 × 103.0 × 101.3 × 10−32.5 × 1042.2 × 104−8.2 × 10−4552.0 × 101.9 × 102.0 × 10−22.6 × 1042.3 × 1042.4 × 10−3определяемая из разности Δ = − [(121/2 ) ] , отвечают пиковому значению = PNC /nsf для угла рассеяния , при котором0достигается оптимальное соотношение между пространственно-нечётной асимметрией и светимостью .
Δ соответствуетотносительному изменению величины при учёте пространственно-нечётного вклада (3.8) в нарушающую симметрию амплитуду.0Таблица 3.1: Сечение упругого резонансного рассеяния электронов на гелиеподобных ионах при параметрах , и , кажущихсянаиболее многообещающими для измерения ЭНЧ. Поляризация рассеянного электрона считается измеренной (первый сценарий).Энергетическая разность Δ = [(121/2 ) ] − [(12) ] была вычислена ранее (см.
таблицу 1.1). Энергия налетающего электрона,640 60 5662 790 6792 45 (кэВ)35.8136.4039.5688.3689.2288.5691.43Δ (эВ)−0.110−0.1300.0602.1601.5503.6000.370Δ (эВ)0.1080.130−0.059−2.156−0.008−3.582−0.194424552635566365.4 × 10−84.0 × 10−8−1.0 × 10−7−3.3 × 10−83.7 × 10−8−3.4 × 10−81.1 × 10−7Δ (%)−0.710.04−1.73−0.98−0.300.932.94 (см−2 с−1 )5.8 × 10301.4 × 10314.0 × 10301.4 × 10328.0 × 10311.5 × 10322.2 × 10300 (барн) nsf (барн)2.4 × 1052.2 × 10551.8 × 101.6 × 1059.9 × 1048.6 × 10442.6 × 102.3 × 1043.8 × 1043.4 × 1042.4 × 1042.1 × 10451.6 × 101.5 × 105PNC (барн)1.3 × 10−27.2 × 10−3−1.0 × 10−2−8.7 × 10−41.4 × 10−3−8.0 × 10−41.7 × 10−2определяемая из разности Δ = − [(121/2 ) ] , отвечают пиковому значению = PNC /0 для угла рассеяния , при котором0достигается оптимальное соотношение между пространственно-нечётной асимметрией и светимостью .
Δ соответствуетотносительному изменению величины при учёте пространственно-нечётного вклада (3.8) в нарушающую симметрию амплитуду.0Таблица 3.2: Сечение упругого резонансного рассеяния электронов на гелиеподобных ионах при параметрах , и , кажущихсянаиболее многообещающими для измерения ЭНЧ. Поляризация рассеянного электрона считается неизвестной (второй сценарий).Энергетическая разность Δ = [(121/2 ) ] − [(12) ] была вычислена ранее (см.
таблицу 1.1). Энергия налетающего электрона,6566ЗаключениеОсновные положения, выносимые на защиту1. Найдены квазивырожденные состояния противоположной пространственной чётности среди дваждывозбуждённых состояний литиеподобных ионов. Разности энергий между этими уровнями были вычислены сточностью, достаточной для проведения исследований эффектов несохранения чётности, индуцированных перемешиванием этих состоянийпосредством слабого взаимодействия. Также для найденных квазивырожденных состояний был произведён расчёт радиационных и автоинизационных ширин.2.
Проведено детальное исследование эффекта несохранения чётности впроцессе диэлектронной рекомбинации поляризованных электронов в[︀(︀)︀]︀дваждывозбуждённые состояния [(12)0 ] и 121/2 0 тяжёлыхлитиеподобных ионов. Вычисления проводились для параметров , и , при которых соответствующие состояния становятся близкими поэнергии, обеспечивая значительное усиление эффекта нарушения пространственной чётности.3. Всесторонне изучены эффекты несохранения чётности в процессе упругого резонансного рассеяния поляризованных электронов на тяжёлыхгелиеподобных ионах.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
