litceysel.ru
добавить свой файл
1 ... 2 3 4 5 6

В = Вмишень - К∙Вфон и F = Fмишень - К∙Fфон, (20)


где фактор нормировки фоновых событий К определен в (6). Матрица ошибок поляризации в этом случае вычисляется как V(Р)
= F-1(Fмишень + К2∙Fфон) F-1.

Решая для каждой ячейки гистограммирования (Еi,iсцм) систему уравнений (18) с данными (20), полученными в измерениях с нормальной и фоновой мишенью, получаем значения аппроксиматоров
n> и
s> компонент Pn и Ps вектора поляризации протонов отдачи (16), соответственно. Из найденных значений величин
n> и
s> получаем систему уравнений (21)


n> = {P0n00 +PBn
K0nn0 + PTnD0n0n + PBnPTnN0nnn + PBsPTsN0nss +

+ PBk
PTkN0nkk + PBkPTkN0nsk + PbkPTsN0nks}x

x {1 + PBnA00n0 + PTnA000n + =k,n,sPBPTA00}-1

(21)


s> = {PBsK0s"s0 + PBkK0s"k0 + PTsD0s"0s + PTkD0s"0k + PBsPTnN0s"sn +

+ PBnPTsN0s"ns + PBkPTnN0s"kn + PBnPTkN0s"nk}x


x {1 + PBnA00n0 + PTnA000n + =k,n,sPBPTA00}-1,


решение которой, с привлечением результатов по определению коэффициентов корреляции поляризации (10), позволяет определить спиновые наблюдаемые D00, К00 и N0. Проводя измерения при разных значениях исходных направлений поляризации нейтронного пучка и протонов поляризованной мишени, из (21) для каждой заданной ячейки гистограммирования (Еi,iсцм) получаем систему взаимно связанных линейных уравнений для спиновых наблюдаемых Xsrbti,iсцм). В (21) спиновые наблюдаемые D00, К00 и N0 выступают всегда в сумме с коэффициентами, которые определены в каждом отдельном случае поляризационными условиями постановки эксперимента.

В четвертой главе приводятся результаты проведенных прецизионных измерений энергетического спектра и поляризации нейтронов в зарядообменной реакции 12С(pn)X с поляризованными протонами с энергией 590 МэВ. Из проведенных ранее исследований было известно, что зарядообменная pn-реакция на легких ядрах является одним из эффективных методов получения пучков нейтронов, в том числе и поляризованных. Систематические исследования зарядообменной реакции поляризованных протонов на ядрах углерода на ускорительном комплексе PSI показали, что реакция с продольно-поляризованными протонами является более эффективным способом получения пучка продольно-поляризованных нейтронов, чем реакция с вертикально-поляризованными протонами. На этих результатов, в PSI была создана специальная линия для получения высокоинтенсивных поляризованных и неполяризованных пучков нейтронов. Пучок поляризованных нейтронов в PSI является в настоящее время одним из лучших пучков поляризованных нейтронов в области энергий ниже 600 МэВ. Высокая интенсивность и поляризация нейтронного пучка позволили осуществить поставленную нами задачу завершения полного опыта в упругом нуклон-нуклонном взаимодействии реальной. Значения величин энергии и поляризации нейтронов необходимы для определения спиновых наблюдаемых в упругом np-рассеянии, и точность их определения для отдельных событий непосредственно влияет на точность определения соответствующих спиновых наблюдаемых. В связи с этим был поставлен специальный эксперимент для точного определения энергии и поляризации нейтронов созданного в PSI нейтронного пучка.


Экспериментальная установка

Эксперимент основан на измерении спиновой зависимости дифференциального сечения упругого pn-рассеяния с использованием спектрометра 2 и техники измерения времени пролета с привязкой к высокочастотной системе 50,63 МГц ускорительного комплекса. Экспериментальная установка состояла из: (а) жидководородной мишени LH2, расположенной на расстоянии 24,00 м от углеродной мишени для рождения нейтронов; (б) магнитного спектрометра, оснащенного дрейфовыми камерами для детектирования протонов отдачи; (в) сцинтилляционных годоскопов для детектирования рассеянных нейтронов; (г) набора сцинтилляционных счетчиков и триггерной системы для измерения времени пролета нейтронов.


Энергетический спектр нейтронов

Полученное с помощю времяпролетной базы 24,00 м энергетическое разрешение при определении энергии нейтронов составляло 21 МэВ и 4 МэВ для энергии нейтронов 550 МэВ и 200 МэВ соответственно. Полученный энергетический спектр нейтронов пучка показан на рис. 4. Квазиупругий пик с энергией около 530 МэВ получается в результате процесса 12C(p,n)12N, когда ядро отдачи 12N остается в основном или возбужденном состоянии. Аналогичные измерения энергетического спектра нейтронов, проведенные с использованием времяпролетной базы 13,735 м и спектрометра 1, имеют худшее энергетическое разрешение. Поэтому, при определении общей задержки временного канала и определении энергии нейтронов для каждого отдельного события при обработке экспериментальных данных использовались результаты, полученные в измерениях на базе 24,00 м с учетом того, что квазиупругий пик имеет энергию 530 МэВ.


Поляризация нейтронного пучка

В прецизионных измерениях поляризации нейтронного пучка использовалось упругое pn-рассеяние нейтронов n с поляризацией, направленной вертикально (n), на протонах p жидководородной мишени. При этом направление поляризации нейтронного пучка менялось на противоположное каждую секунду путем переворачивания поляризации протонов в ионном источнике ускорителя. Поляризация нейтронного пучка определялась из асимметрии вылета протонов в упругом pn-рассеянии. Полученные значения поляризации нейтронов в зависимости от их кинетической энергии приведены на рис. 5, где они показаны темными кружками. На этом же рисунке светлыми кружками показаны результаты измерений, проведенных с использованием времяпролетной базы 13,735 м и спектрометра 1. Во втором случае энергетическое разрешение системы хуже, чем в первом случае, в несколько раз. В спектре, измеренном с лучшим разрешением, наблюдается отчетливая структура в области энергии нейтронов около 530 МэВ. Дополнительные проверочные измерения показали, что приборный эффект, приводящий к появлению этой структуры, можно исключить. Выяснение физической природы этого эффекта, связанного, по-видимому, со структурой ядра 12N, в частности с образованием ядер 12N в возбужденных состояниях, является предметом дальнейших исследований.



Определение коэффициента передачи поляризации Dck’0k0(0) в реакции 12С(pn) 12N


Коэффициент передачи поляризации Dck’0k0(0) в реакции 12С(pn)12N можно получить из поляризации исходного пучка протонов PBp = 75% и измеренной поляризации пучка нейтронов PBn (см. рис. 5), как Dck’0k0(Epn,0) = PBn / PBp . Здесь Epn = (Tp – Tn) разница кинетических энергий первичного протона Tp и энергии возникающего в реакции 12С(pn)12N нейтрона Tn соответственно. Полученная энергетическая зависимость коэффициента передачи продольной поляризации Dck’0k0(0) под углом 0 в реакции 12С(pn)12N показана на рис.7 темными кружками. Замеченная в энергетическом спектре поляризации нейтронов (см. рис. 5) структура проявляется в энергетической зависимости коэффициента Dck’0k0(Epn,0) при энергии около 60 МэВ.





Рис. 7. Энергетическая зависимость коэффициента передачи продольной поляризации DCk'0k0(Epn,00) в реакции p(C,X)n.

В пятой главе приведены полученные нами значения спиновых наблюдаемых в упругом np-рассеянии. C помощью разных комбинаций поляризационных состояний нейтронного пучка и протонов мишени и анализa спинового состояния протонов отдачи были проведены измерения коэффициентов асимметрии А000n, коэффициентов поляризации Р0n00, коэффициентов корреляции поляризации А00nn и A00sk, коэффициентов деполяризации D0n0n, коэффициентов переноса поляризации K0s”k0 и K0s”s0 и трехспиновых коэффициентов N0s”kn и N0s”sn в диапазоне энергий 200 – 590 МэB и углов рассеяния в системе центра масс 60 – 124. В совокупности получено более 350 значений спиновых наблюдаемых в указанной области энергий и углов рассеяния. При этом многие из них были получены впервые. Условия постановки экспериментов и измеренные спиновые наблюдаемые Xsrbt в диапазоне углов рассеяния 60o - 1240 с.ц.м., представляющие цель настоящей диссертационной работы, приведены в табл. 1.





Спиновое состояние Измеренные коэффициенты Xsrbt

частиц, участвующих

в реакции

s r b t




0 0 n n A000n A00nn




0 0 s k A00sk




0 n 0 n P0n00 D0n0n




0 s k 0 K0s"k0




0 s s 0 K0s"s0




0 s k n N0skn




0 s s n N0s"sn




Таблица 1. Условия постановки экспериментов и измеренные спиновые наблюдаемые Xsrbt в диапазоне углов рассеяния 60o - 1240 с.ц.м., представляющие цель настоящей диссертационной работы

Представленные в настоящей работе эксперименты являлись первыми экспериментами в рамках поставленной программы исследований, в которых использовалась протонная поляризованная замороженная мишень. Накопленный опыт сыграл существенную роль в постановке всех последующих сеансов и способствовал успешному выполнению намеченной программы.


Для каждого заданного набора поляризационных состояний нейтронного пучка и протонной мишени набиралось приблизительно одинаковое число событий (1-3.107), такое, чтобы обеспечить хорошую статистическую точность результатов. Для проведения фоновых измерений использовалась неполяризованная мишень из шариков тефлона, симулирующая, что касается содержания рассеивающего вещества, поляризованную мишень. Как при измерениях эффекта, так и в фоновых измерениях использовалось одинаковое удерживающее магнитное поле мишени. На практике число событий, которые регистрировались в фоновых измерениях, представляло около одной трети событий, зарегистрированных при измерениях с поляризованной мишенью.

Для получения аппроксиматоров спиновых наблюдаемых гистограммирование проводилось по ячейкам с шириной по энергии Е в 20 МэВ и по углу рассеяния цм в системе центра масс с шириной в 40. Для получения окончательных результатов экспериментальные данные были далее сгруппированы в пять ячеек гистограммирования по энергии, со средними значениями энергий с 260, 315, 380, 460 и 535 МэВ, и в восемь ячеек гистограммирования по углу рассеяния, с шириной 80 и средним значением 640 , 720 , 800 , 880 , 960 , 1040 , 1120 и 1200 в с.ц.м.

В качестве примера полученных данных значения коэффициентов деполяризации D0n0n представлены в графическом виде на рис. 8 (черные кружки), а коэффициенты передачи поляризации K0s”k0 и трехспиновые коэффициенты N0s”sn в табличном виде ─ в табл. 2 и 3 соответственно. Указанные на рис. 8 и в табл. 2 и 3 ошибки только статистические. На рис. 8 линиями показаны предсказания разных моделей и результаты фазового анализа, в котором новые данные пока не учитываются.

_____________________________________________________________________


K0s"k0

ц.м.0 260 МэВ 315 МэВ 380 МэВ 460 МэВ 535 МэВ

_____________________________________________________________________

64 .105(.310) .103(.080)

72 -.202(.230) -.020(.100) -.039(.060)

80 -.135(.367) -.159(.100) .048(.079) .182(.060)

88 .315(.130) .160(.077) .304(.075) .250(.065)

96 .617(.190) .249(.091) .188(.067) .348(.075) .325(.070)

104 .007(.120) .393(.073) .417(.060) .421(.075) .210(.071)

112 .2666(.090) .312(.063) .341(.060) .360(.074) .473(.085)

_120 .063(.246) .251(.190) .234(.230)­­­­­­­­­­­­­­­­___________________________


Таблица 2. Коэффициенты передачи поляризации K0s"k0

.

При определении значений параметров корреляции поляризации А00nn и A00sk, когда спиновое состояние протонов отдачи не анализируется, статистика набранных событий очень высокая и статистические ошибки в определении параметров корреляции поляризации самые маленькие. Статистические ошибки в определении значений двух- и трехспиновых наблюдаемых D0n0n, K0s"ko, K0s"s0, N0s"kn и N0s"sn больше, так как в этом случае необходимо анализировать спиновое состояние протонов отдачи. Это приводит к понижению суммарной статистики регистрированных событий по сравнению со случаем, когда спиновое состояние протонов отдачи методом вторичного рассеяния не проводится.

_____________________________________________________________________

N0s"sn

ц.м.0 260 МэВ 315 МэВ 380 МэВ 460 МэВ 535 МэВ

_____________________________________________________________________


64 .455(.400) -.162(.100)

72 -.180(.295) -.348(.124) -.173(.080)

80 .677(.492) -.138(.130) -.142(.100) -.060(.076)

88 .059(.185) -.085(.100) -.047(.091) -.143(.080)

96 -.541(.296) -.248(.130) .087(.087) -.182(.095) .019(.085)

104 -.117(.186) .058(.104) -.191(.080) -.124(.087) .071(.090)

112 -.186(.145) -.052(.090) -.096(.078) -.228(.095) -.185(.104)

_120 .221(.412) -.223(.283) .121(.300)___________________________

Таблица 3. Трехспиновые коэффициенты N0s"sn





Рис. 8. Коэффициенты деполяризации D0n0n. Наши данные.

Значения величин односпиновых наблюдаемых А000n и Р0n00 можно также получить из анализируемого нами эксперимента. При нашем анализе, однако, значения этих величин использовались как известные входные данные, полученные с большой точностью на основе обработки всей совокупности проведенных нами экспериментов с разными поляризационными состояниями нейтронного пучка и протонов мишени.

Границы оценок систематических ошибок определения спиновых наблюдаемых, полученные в результате ошибок в определении величин PB, PT и AC, приведены в табл. 4.

________________________________________________________________________

Спиновые Фактор, определяющий Относительная

наблюдаемые ошибку ошибка

________________________________________________________________________

P0r00 AC 1,5 - 8 %

A000t PBPT 3,7 - 4,6 %

D0r0t PTAC 3,8 - 8,8 %

K0rb0 PBAC 1,9 - 8,3 %


N0rbt PBPTAC 3,9 - 9,2 %

________________________________________________________________________

Таблица 4. Относительная ошибка в определении спиновых наблюдаемых.


Всего нами получено 350 экспериментальных значений коэффициентов асимметрии А000n, коэффициентов поляризации Р0n00, коэффициентов корреляции поляризации А00nn и A00sk, коэффициентов деполяризации D0n0n, коэффициентов переноса поляризации K0s”k0 и K0s”s0 и трехспиновых коэффициентов N0s”kn и N0s”sn в диапазоне энергий 230 – 590 МэB и углов рассеяния в системе центра масс 60 – 124. Наши данные существенным образом дополняют опубликованные данные, и в большинстве своем они ранее не измерялись.



<< предыдущая страница   следующая страница >>