1, 2, 3, 4 PIATA KONFERENCIA ČESKOSLOVENSKÝCH FYZIKOV THE FIFTH CONFERENCE OF CZECHOSLOVAK PHYSICISTS. Košice

PIATA KONFERENCIA ČESKOSLOVENSKÝCH FYZIKOV

THE FIFTH CONFERENCE OF CZECHOSLOVAK PHYSICISTS

Košice 29. 8 . - 1 . 9.1977

1, 2, 3, 4

Ocelová publikácia vydaná Vysokou školou technickou v Košiciach pri příležitosti je] 25. výročia.

PIATA KONFERENCIA ČESKOSLOVENSKÝCH FYZIKOV

THE FIFTH CONFERENCE OF CZECHOSLOVAK PHYSICISTS

Košice 29. 8 . - 1 . 9.1977

1, 2, 3, 4

i Ocelová publikácia vydaná Vysokou školou technickou v Košiciach při příležitosti jej 25. výročia.

Vědecký redaktor Prof. Ing. MATĚJ RÁKOS, DrSc. Výkonný redaktor íng. ZOLTÁN VARGA, CSc.

- 207 -

OPIS NN - ROZPTYLU S VYUŽITĎI N E L I N E X R N Y C H CHIR/LNYCH LAGRANGIXNOV Description of NN - scattering with using nonlinear chiral lagrangians M. Salák Katedra M-F-Zpv PdF UPJŠ, PreSov V. I. Lendel Katedra teoretickej fyziky ŠU, Užhorod Ji. I. Hajsak Oddelenie teorie hadrónov lÍTF AVUSSR, Užhorod . V poslednom období bolo dosiahnuté úspěšné vysvetlenie základných nízkoenergetických charakteristik X OC - a OL Nrozptylu, elektromagnetických vlastností piónu a kaónu vychádzajúc z nelineárnych SV(2) x5U(2) invariantních lagrangiánov s využitím superpropagátorovej metody regularizácie (SP) a približnej metody sumácie divergentných radov-metódy Padéaproximácie (PA) (Lehmann, M. K. Volkov, Pervuáin, V. I. Lendel, Hajsak). Príspevok ukazuje, ako sa tento problém rieši pre NNrozptyl vychádzajiic z nelineárneho SU(2)xSU(2) invariantného lagrangiánu v exponenciálnej parametrizácii s využitím SP a PA metod. Pře NN-rozptyl interakčný lagrangián má tvar + L2(jt) + L 3 Cx)

,

(1)

sin L 2 tx) = -m ^(jc^ VOc) (cos Z x - 1 ) , 2

L3 00 = 1/2 f í x ) / * ? y (x) Š?(x) * ^«, 5? (x)[(ga-l) sin Z2 sin 2

- 208 |/(ga -

4

=

= 92 MeV - konstanta slabého rozpadu piónu, m - hmotnosť nukleonu, g = 1»25 - renormovaná axiálno-vektorová vfizbová konstanta.Lagrangián (.1) v prvom přiblížení poruchovej teorie dává nulové dížky rozptylu a neumožňuje dostať správný nízkoenergetický* opis S-vín, ktoré v tejto oblasti dominujd. Na prekonanie tejto potiaže zaviedli sme novd fundamentalnu štvor fermiónoviS interkakciu. Najjednoduchší nelineárny SU(2)xSU(2) invariantný štvorfermiónov^ lagrangián pře NN- rozptyl má tvar

Jjf Cx) Oj V

CX) ?

(x) O.j ^ (x),'

kde i = S, P, T; j = V, A; G k = g]/m2,

'

C2)

k = i,j;

Ukázalo 8a, že z (2) stačí využiť len tenzorový variant s jednou novou konstantou gm = - 35. Potom využitie lagrangiánú (l) a tenzorového variantu lagrangiánú.(2) umožňuje dostať následovně výsledky [i"]: .1. V prvom přiblížení poruchovej teorie boli získané nasledovné singletné a tripletné S-vlnové dížky rozptylu a

3g /in = a T "17 f» t = r8T/m s 5 » 7 f s a vyhovujúci energetický opis D- a vyšších parciálnych vín. Z vypočítaných parciálnych amplitud v druhom přiblížení boli získané následovně hodnoty singletného a tripletného efektívneho dosahu r =1,7 f, r. = 1,2 f. Konečné.výrazy pře grafy typu "piónový banán" a "nukleónový banán" boli získané pomocou SP metody regularizácie. Použitie Padé-aproximácie k pařciálnya S-vlnáa umožnilo dosdeuteron 8 ^jizbovou energiou B = 1,7 MeV a virtuálny

- 209 -

stav s B = 120 eV. Vznik deuteronu a virtuálneho stavu takto nadobúda dynamická interpretáciu. Bol získaný vyhovujici energetický opis S - vlny a kvalitatívny opis 5 S 1 - a P-vúi v energetickéj oblasti do 350 MéV. Literatura [13 Hajsak M.I., Lendel V. I., Salák M.: Prepr. ITF-76-41 R, Kijev (1976) Lendel V. I., Salák M., Tovtin E. V.: Prepr. ITF-76-78 R, Kijev (.1976) Kajsak 15.I., Lndel V.I., Salák M.: Prepr. ITF-77-14 R, Kijev (1977)

o LISPLRiíJÍ PŘIZPŮSOBENÍ MAGNETICKÉHO MONOCHROM/TORU K IZOCHRONNÍMU CYKLOTRONU Dispersion Matching of the Analysing Magnet to the Isochronous Cyclotron V. Bejšovec, A. Hrdá, M. Kuzmiak tfstav jaderné fyziky ČSAV, fiež Cyklotron z hlediska dalšího ionooptického zpracování vnějšího svazku rozloženého podle impulsu se jeví jako fokusačně-dispersní soustava. Pro zvýšení monochromatizace svazku je nutno na iontové trase instaiovát monochromatizační magnet a tento dispersne přizpůsobit k cyklotronu. Magnet - monochromátor se skládá ze vstupní štěrbiny (Dl) , prostoru volného pohybu mezi vstupní štěrbinou a vstupní hranou magnetu (l^) , vlastního magnetu, prostoru volného pohybu mezi výstupní hranou a analyzující štěrbinou (lg) a z analyzující štěrbiny (D2). Souřadnice každého iontu a její derivace jsou na vstupní hraně magnetu funkcemi impulsu:

~-

•

+R

®o " ®o» 23^) ~

Cl)

- 210 -

k d 8 x

om

jsou hodnoty pro svazek s

©

a

= O nebo,

(Ml) je disperse no vstupní hra= 0, ne mag. R.,, (Ml) je úhlová disperse na a vstupní hraně magnemagne = konst. lze vyjádřit tu, ňovnice (l) za prsdpok^adu v maticovém tvaru: 1

(jtt)

0 p

om Porn

0

Souřadnice iontu s impulsem p = p • A p na výstupní hrone magnetu jsou v maticovém tvaru vztahem [l]• X

e

A

"11

m12

"13

m'22 .

m.'23

O

R13(M1)

• om

1

©om

O

P

Vynásobením matice prenosu svazku v magnetu s m-i'.ici rozlomení svazku na vstupní hroně l z e z í a k i t výrazy pro 'JLuperai B-Av.2) a uhlovou d i s p e r s i RooOtó) v míate výstupní hrany, úisporui v místě analyzují štěrbiny (,D2) l z e v y j á d ř i t v z tuhom

Dosadíme-li do rovnice (5) za R D (M2) a pouiiijeme-li vztahů

z e

V 2 t u h ů

(6)

po úprave dostáváme konečný vztah pro disper3i v místě analyzující ětěrbiny:

= R 13 ^ [ m ll +1 2 m 2l].

- 211 -

Doposud se vyhodnocování dispersního přizpůsobení monochromátoru provádělo vyšetřováním trajektorií iontů s nejrůznějšími počátečními podmínkami. V předloženém příspěvku je odvozen vztah, ze kterého lze přímo určit optimální podmínky pro dispersní přizpůsobení monochromátoru. Literatura \l\ Penner S.: Rev. Sci. Instrum. 32, No.2, (l96l) , 150 - 160

URČOVANIE SíffiRU OSI POOTOČENIA TELESA A VELKOSTI POOTOČENIA l&T&CU HOLOGRAFlCřCEJ INTERFEROMETR IE Holographic i n t e r f e r o m e t r y d e t e r m i n a t i o n of t h e small r i g i d lody rotation i, J . Vaník fyziky SjF SVŠT, Gottwaldovo nám* 17, Bratislava

S

Súvil^nedzi veľkosťou pootočenia telesa a vzdialenosťou metódami hoinerefickej interferometrie získaných interferenčných prúžkov ^ ^ bol vyšetrovaný a použitý v aplikáciách v mnohých prácach,^iKšak za predpokladu, že os pootočenia je známa. Ukážeme, ako Tklokalizácie IP možno určiť i smer osi pootočenia, čo je potrebné vedieť p r i určovaní veľkosti pootočenia. Pri pootočení t e l e ^ I P sú lokalizované pozdĺž priamky. Experimentálne je najjednoduchšie určiť smer lokalizačnej priamky (LP) V prípade, keď ta\e má smer IP. Vyšetrili sme kedy takýto prípad môže nastať a vyVtžili sme ho na určenie smeru osi pootočenia telesa. Budeme sa pridŕžať Stetsonovho prestupu [l] k riešeniu úloh holografickej interferometrie. Dráhov^Lrozdiel S jednej zložky spektra rovinných vín odrazených od ptedmetu pred a po pootočení 6 a súčasnom posunutí L je v bode Tjgnom polonovým vektorom R

S=

- 212 -

V (X) n,, ňp sú jednotkové vektory v smere osvetľovania a pozorovania (predpokladá sa osvetlenie telesa rovnobežným zväzkom lúčov), 1c je jednotkový vektor v smere osi z. Súradný systém je zvolený tak, že os z je kolmá na predmet, ktorý je rovinný. Rovnica (l) je rovnica roviny. Podmienka pre interferenčminimum S= (2j+l) -^- (j = 0, 1, 2, ...) dáva, že tmaležia v rovinách (2)

•ýraz v hranatých zátvorkách vo vzťahu (l) . Vzdialekde N premietnutých do roviny kolmej k pozorovaniu je nos ť d lalenosti rovín (2), čiže d = teda rovná - 0 predstavujú ~n2x ~R - D, = 0 , N 2 . R - D 5 = 0, kde rovnice dvoch rovín: -9 kovaním lokalizačných podmienok na (lj. N o , D,, Dp dostaneme Priesečnica týchto rovín Ne LP. Jej smer je daný smerom vektora N, x Np. LP bude mať smer pnjlžkov v prípade, ak je rovnobežná s rovinami 2, t, j. keď í? . ( w \ x H^) = 0. Táto podmienka je splnená pri všeobecnom smere osVpootočenia v dvoch prípadoch: a) ň^ = - n., t.j. smer osvetľova\ia a pozorovania ležia v jednej priamke. Na tento prípad bolVuž poukázané v [2]. b) pozorujeme v smere kolmom na predml^ (np = n„ = 0 , = 1). Lokel izačné jbodmienky

Vyšetrili sme prípad b ) . Súradný systém s v o l i l i tak, aby n. = 0. Z vyjadrenia smeru LF pre tento d vyplynuli nasledovné vzťahy pre smerové kosiny rotačnej osi cos o( = S (m -

J*L X P)

; cos/3 = S.p ; cos y =

q (3)

kde m, p, q sú smerové kosiny LP a

n l x p) c + p 2 i- (l S = = [(m Km - n,..o)

_ 1

IP sme pozorovali na reálnom obraze. Holografická zostí bola volená tak, aby obraz vznikol dostatočne ďaleko .od hologrV-

- 227 nich narůatá třetí páa kolaa 660 naw O stříbru ja známo, lo může zachycovat jak elektrony tak díry, jak bylo taká ukázáno na případě va foeforečnatých sklech. Naproti toru olovo nejraději zachycuje alaktrony, číaž ae Jeho oxidační stav snižuje, vidajně až na Pb". Naskočení a pak pokles emisního pásu olova kolea J5O na v KC1 Je na kř. a, narůatání nových páaů kolaa 455 na> a no kř* b, c obr. 3. Z obr. 4 Ja vidět pokles eaieniho páau^kolea 595 na) niklu v NaCl, na kř. b emisního páau 422 m Eu 2 + \r KC1. Modely fluorescenčních center Cu, Ag, Ni a Pb byly předněflea našich dřívějších prací [4]. Jda o oktaedrické aniontové komplexy a ionty halogenů jako ligandy a přiaěaí jako centrálnía ionVem. Podstata primasových center, která se tvoří po ozáření, bylVu stříbra v KC1 objasněna Delbecqem at al* [5j. V ostatních případech Je va stadiu zkoumání. Při toa ja nutno použít cirkulárníhVdichroiemu atd., jak vysvitne z dalšího. . Případ c ) , kd\ neexistuje FL při buzení v absorpčním páau příměsi, za to ae objavuje HL odlišná od luminiscence matečného krystalu, ae v praxi vwkytuje. Jda viak o RL indukovanou zářením, která a časea narůs\á. Tak Je tomu např. u NaCl a kadaiea, kdy dochází ke žlutooranžVré BL a taká termoluniniscenci (TL). Z měření magnetického cirkulačního dichroiaau Beaumont at al* [6] usoudili, že Cd v krystalech NaCl a halogenidů draslíku zachytilo jeden elektron. Tuto zwrau předpokládal fiohun et al. [7] při objasnění žlutooranžové luttiniacence krystalů NaCl : Cd. Ještě bychom chtěli dodat, že v přípVdech, kdy dochází k zachycení děr na centru by měla axietovat ntkoabinační luminiscence 2+ a emisní pásaa stejným Jako u FL. Takov\připad ja M n va fosforečných sklech [8]. A konečně, poslední případ d ) , t.j. kdyvneexietuje TL přísluiná zabudovaná příměsi, nastává u kryatalůNalkallckých halogenidů s příměsí prvků akuplny II A (kg, Ca, S r ^ B a ) . Pokud a* i zda objeví BL, pak patří buff matečnému krystaluVnebo barevným centrům nebo nějaké načlatotě (např* kyslíka té j\Tak např. luminiscenci L1F a Mg přičítají Kli c k ať al. [9] toauVže horčík zprostředkuje zářivou rekomblnaci děr a elektrony lokalizovanými na vakancích po fluoru (v centrech F ) . Horčík a dobně jako Ca a dalií kovy žíravých zemin, vlaatní luainiscajwi

- 228 -

Závěrem lze říci, že při zjišťování, zda v rekoobinaSní luminiscenci hraje úlohu příměs, je nutné nejprve znát, zda exiatujejfjí FL. Pri rozboru mechanismu rekombinační luminiscence může pittkázat výbornou sluľbu i talc složitý jev, jako Je RL, a to tím, ztukáže, zda a do Jaké míry se mají vzít v ovanu změny oxidačního stupni příměsi. Může se dokonce stát, jako napr. u niklu v NaClVže už za pokojové teploty naznačí možnost existence FL, i ka^ž tato se projeví třeba až za teploty kapalného helia. Literatura [l] Luáčik C.B.: Trudy Tartu 21 19 [2] Bohun A.: Abst. Int. Meeting Ion. ČWatels, Guyletchiza 1977 [3] Barnard A.K.: Teoretické základy anorganické chemie, čes. př. Jenôovaký L., SNTL 1971 [4] Bohun A.: Doktorskí dis., Praha 1972 [j] Delbecq C.J., Hayes «., O'Brien Clí., Yuater Proč. Roy. Soc. A 271 (1963), 243 CenW\ Beaumont J.H.j Hayes W., Laiho R.T.S.: Avstr. Int. ter Conf., Reading 1971, 87 [73 Bohun A., Dolejší J., Kantorek J. et al.: Proč Conf. Semicond. Phys., Prague 1960, 793 [8] Bohun A.: Výzkumná zpráva 560, 1ÍFPL ČSAV 1969 [9] Claffy L.W., Klick C.C., Atttr F.H.: Proč. 2 n d Int. Conf. Lunu Doa. Gottlinburg, Tenn. 1968, 302

EMISNÍ SPEKTRA TLRMOLUHINISCENCE A FCTOLUMINISCENCE ALUUINOFCSFXTOVÍCH SKEL S PSĎIÉSÍ MANGANU Emission spectra of theraoluminescence and photoluninescence of aluainophosphate glasses doped with manganese Z. Bryknar Katedra fysiky FJFI ČVUT, Břehová 7, Praha 1 AluBinofoafittová ski* s příměsí manganu vykazují výraznou

- 229 radiotermolualniacenci, takle at dají užít pro radioluminiacenční dozimetrii ionisuJícího sáraoi. Při ozáření akal ultrafialovým evetlem 1st pozorovat fotolumlniacenci, Jejíž intenxlta slina sávlaí na koncentraci manganu [lj. Ke atudlu ealanlch apaktar termo- i fotolumlniacence byla užita akla a obaahem 0,2 aol % Mn. Užitá aparatura umožňovala merit: a) termolualnlecenSní křivky, b) ealaní apektra termoluminlACénce, c) excitaSní apektra fot©luminiscence, d) emisní apaktra fotoliMinlaeanca. K aaraní teraoluaiiniacančních křivak a aulanlch. apaktar taraolu•iniacanca pracovala aparatura • uaporádánl: Tyhrlvací pícka pro Txorky skal, BTÍSkorý •onocnroaátor SFM 1, cnlazan^ fotonáaobič RCA C 31054 v sapojaní pro čítání fotonů dopadajících na jaho fotokstodu, liniový zaplaovač apolaSna a čítačaa iapulaA. Při aěraní vlastností fotolumlnlacanc* byla vyhřívací pícka nahrazena dvojicí apřaianých hranolových •onochroBátorA SFM 2 a vysokotlakou výbojkou (XBO 900 nabo HBO 500), ktará aloušila k axcitacl luniniacanca. £aianí apektra tamoluainiacanca byla aerena poaocí aonochrooátoru nastavaného na zvolanou vlnovou délku A^ tak, la pro každou X^ byla na identických vzorcích próairanc teraoluainiacenční křivka a z ní pro vybranou teplotu byla odeStena intenzita ealse* Z odečtených intenzit eaisa byla potoa aeatavena spektrální závislost eaiaa. Pritoa bylo \^ - ^ * 10 na. Tía byla získána eaisní spektra teraoluainlacence v závlaloatl na teplotě vzorku. V eaianích spektrech se pozorují 2 páay a aaziay v blízkosti 900 na a $90 na* Maxiaua 590 tm sa a roatas teploty posunuje ke kratlía vlnovýa délkáa. Pri teplota 95° C se nalézá u 593 no, při zvýšení teploty na 390° C sa posune k 580 na. Tato euiae je připisována [2\ přechodu ^ ( o ) —*- 6l± aanganu zabudovanému v kyslíkových komplexech okteedricky. T energetickéa diagraau pro d 5 konfiguraci elektronů [3] aá energie atavu 4 T ^ v závialosti na eíle llgandového pole 10 Oq negativní aklon. Vři vzrůstu teploty roate vidálenoet Mn - 0, a tía kleeá 10 Dq, takte vzdálenost hladin, aezi kterými naatává přechod, ae zvětšuje. T Í M lze vyavatllt změřený teplotní poeun ůvedeného eaianího páau.

- 230 Druhý emisní páa s maximem v blízkosti 500 nm, který je neJintenzivnějSÍ při teplotě 160° C, se dá pravděpodobně připsat přechodu v Mn s tetraedrickou symetrii v kyslíkovém koaplexu *T 2 (G) > Aj. Obdobný pás pozoroval Bingham [3 3 re spektru fotoluminiscence manganu v křemičitém skle, kde lín Je zabudován tetraedricky. Emisní spektrum fotoluminiscence za pokojové teploty je tvořeno dvěma vzájemně ae překrývajícími pásy s maximy u 515 nm a 594 nm. Excitační spektrum fotoluminiscence 594 na má shodný průběh s absorpčním spektrem vzorku, t.j. maxima u 356 nm, 411 nm a 495 nm. Emise s maximem u 515 nm se však pozoruje pouze při excitaci luminiscence pásu 356 nm* Z průběhu emisních spekter se dá předpokládat, že zářivé přechody v případě termoluminiscence i fotoluminiscence z itejných energetických hladin iontu Mn + , t.j. emisní páa v blízkosoA. • a pás v blízkosti ti 590 nm prísluáí prechodu 510 nm přísluší přechodu přitom pás 510 nm vykazuje v termoluminiacenci pri pokojové teplote silný fading, t.j. pokles termoluminiscence s časem. Literatura [l] Bohun A., Janotová J., Závada P., Bryknar Z., Trlnkler U.F.: Czech. J. Phys. B 24 (1974), 1057 [2] Medlin W. L.: J. Opt. Soc. Am. 53 (1963),'1963 [3] Binghan K., Parke S.: Phys. Chem. Glas. 6 (1965), 231

VLIV STATISTIKY FOTONU NA PROCES PARAMETRICKÉ* GENERACE SVĚTLA KVANTOVÉHO SUUU set of Photon Statistics on Optical Parametric Generation from QtMintua Noise P. Chmel* PřírodovědeckáTfcifulta University Palackého, Olomouc Parametrická generace vána na základě kvantově meet

% kvantového Sumu byla studogho modelu, navrženého y [l].

-275 -

Obr* 2 .

[3] [23 W [4]

fokusovaného ldCa od Záviolooť rodukovonébo p r i toploty pri dvoch votupqýeh Jt taploU fá«or4•» - 4,6 k*; • - 2,6 k*. TQ ho proebodu * noaotlekoj do i s o t r

lone O.r.L., Shoa T.R.í ffagro. Kov. A 10 (1974), Stopbon M.J., Staloj J«P.: Kov. Kodora. Fhyo. 46 Woof O.K.L., Shoo X.X.t Fhyo. Kov. Lott. 32 (1974), Kao D.Y.G.L.M., Loyoropon S.t Appl. Phy«, U t t . 23 (lS

617

53t

\

- 276 ELEKTROMAGNETICKÉ HMOTOVÉ* ROZDIELI á** A ň° REZONANCIÍ Elektromagnetic masa differencea of tha d** and A ° resonances J. Boháčik, A. Nogová Fyzikálny ústav SAV, Dúbravská c tata, Bratislava Určovanie hmotových rozdielov elementárnych častíc, ktoré patria do toho iatého izotopického aultiplatu patrí do okruhu Úloh, ktoré riašia základné otázky fyziky alaaantárnych častíc. ' Otázka, 5i narušenia SU(2) eymetrie rozdialca hmotnosti protónu a neutrónu ja spôsobené len elektromagnetickými efektní, doteraz nebola úplná zodpovedaná. Zlepšenia presnosti experimentálnych údajov pre Interakcie piónov a nukleónov aa ukazuje možnosť sledovat elektromagnetické efekty týchto interakcií. Okrea štúdia elmg. korekcií fázových analýz aaa patrí určovanie paramet* rov rezonancií A J J izoaultipletu. Oproti stabilným Časticiam * v prípade rezonancií k rozdieloa v haotnoatl pristupujú aj rozdiely v šírke, ktoré závisia na dynamike procesov a sú aspoň tak dôležité ako rozdiely v hmote [l]. Energetické parametre rezonancií Je výhodnejšie popisovať parametrami rezonančných pólov, pretože sú menej modelov© závislé nei hmotnosť a šírka určované z fázových analýz pomocou rôznych rezonančných formúl. Pri určovaní elektromagnetických hmotových rozdielov h**á významnú úlohu pozadie s preto použitie metody určovania parametrov pólov založenej na teórii reprezentácie experimentálnych údajov analytickými funkciami [2] je výhodné hlavná z toho dôvodu, 2e automaticky vylučuje efekty pozadia. Výsledky doterajších prác, ako aj predpovede SU(3) modelu pre rozdiely hmotnosti a poloíírky (resp. reálnej a imaginárnej časti polohy pólov) pre prípad &** • &° rezonancií sa dosť líšia (pozri tab. l ) . Je to zrejme spôsobené tým, Is autori používajú rôzne definície rezonančných parametrov, rôzne rezonančné formule a neuvažujú vplyv pozadia. Postup pri určovaní hmotových rozdielov ja nasledovný. a) Z fázových analýs pre reakcia 0C*p—*• Oŕp a *"p-»*~p sa vypočítajú nukleárne amplitúdy 0 ] - sú to amplitúdy, ktoré dostaneme z experimentálnych údajov po odčítaní Couloabovakého rozptylu a interferenčných členov. b) Z nukleárnej amplitúdy pre proces tt*p —*>Hí*p určíme parametre A** pólu T komplexnej rovine a (s*tvorec celkovej «-

- 277 -

c) Z rozdielu amplitúd pre obidva procesy určíme presnejšie + parametre A* pólu a rozdiel v polohe 4° pólu. Rozdiel amplitúd používame preto, že očakávame pri tomto postupe vyrušenie vplyvu ľavých rezov. Druhý dôvod Je štatistický. Keď určujeme najskôr parametre Jedného pólu a potom druhého, chyba rozdielu polôh je daná súčtom chýb polôh každého pólu. Pri naSom postupe je chyba rozdielu určená odmocninou súčtu kvadrátov jednotlivých chýb. Vzhľadom na to, že v sťSčasnosti nemáme k dispozícii experimentálne údaje, previedli sme doposiaľ len test metódy pomocou Mostových funkcii [43* Postupovali sme pritom tak, že v bode a) sme miesto nukleárnej amplitúdy pre 5ť*p —•*> Oť*p použili hostovu funkciu s pólom na druhom liste a miesto nukleárnej amplitúdy pre 0C~p >• 0C~p Jostevu funkciu s iným pólom. Pri dodržaní ďalšieho postupu sme dostali výsledky, ktoré sú v tab. 2. Výsledky ukazujú, že metóda Je schopná detekovať rozdiely v polohe pólov v rozsahu v akom sú očakávané. Tab. 1. Rodiely v reálnej a imaginárnej časti polohy pólov pre A ° a /T rezonanci*

autor Re

[6]

[7? [l]

A°- Re A** [MeV]

Xm A° - Im A** [l!eV]

0 1. 0.5

1.7 * 0.5 0

3

-2.6 3.1

5*1 3

a} Tieto údaje aú zlákané ponocou rezonančných formúl a v stĺpci 3 »ú uvedené hodnoty 1/2 (| » o b) Predpoveď SU (3) aodelu.

»o-

- 278 Tab. 2. Výsledky testovania metódy na určovanie elektromagnetických hmotových rordielov. Číalo Pcloha pólov Mostových Výsledníi hodnoty polohy rovine pÓlOV T ]/» testu funkcii T j/äT rovine [MeV] • . [IM?] 1

1211 í i SO 1211 í i 55

1211.01 * i 49.9657 1211.01 í i 54.9801

2

1211 í i 50 1211 t i 54

1211.01 - i 49.9657 1211.01 - i 53.9814

3

1211 l i 5 0 1211 1 i 53

1211.01 * i 49.9357 1211.01 * i 52.9826

4

1211 1 i 50 1211 í i 52

1211.01 - i 49.9857 1211.01 - i 51.9837

5

1211 t i 50 1211 í i 51

1211.01 * i 49.9657 1211.01 - i 50.9847

Literatúra [l] Campbel R.R., Shaw O.L., Ball J.S.: A+ Pole Parameters ... Technical Repora 76-31 [2] Piôút J.: Lectures at the Xth winter school of Thecreticlal Physics, Kerpatx 1973, Act* Universitatis WratislaviensiB,No. 209, 1973 [33 Xronborg B. a kol.: Electromagnetic Corrections in Hadron Scatttrlng. Preprint Niels Botx Institute NBI - HE 77-1 [4] Nogová A., BoháSik J.: pripravené do tlače M B*!! J»5.» Oobla R.L.: Phya. Rev. D 11 1171 , (1975) [6] Vaflan S.S.: Nucl. Phys. B 106 535, (1976) [7] Carter J.R., Bugg D.V., Carter A.A.: Mucl. Phys. B Jg8, 378(1973) .

- 283 -

ANIHILAČNÍ INKLUZIVNÍ SPEKTRA MEZONU 5CV pp REAKCI PŘI 22.4GeV/c Inclusive annihilation apectra of Oc mesons in pp interactions at 22.4 GeV/c J. Cvach Fyzikální- da tav ČSAV, Na Slovane* 2, Praha V inkluzivní reakci pp — > cX při impulzu nalétávajícího antiprotonu 22.4 GeV/c byla studována spektra sekundárních &* mezonů a protonů [1]. Pro impulzy primárních Částic nad 10 GeV/c je obtížné vzájemně oddělit anihilační a neanihilační složku reakce. U ax.ihilací je známo,-že integrované veličiny, jeko.např. celkový účinný průřez, střední multiplicita sekundárních čáatic a vyšší statistické momanty rozdělení multiplicity mají stejné energetické chování jako rozdíl uvedených veličin z reakcí pp a pp [2]. lato skutečnost dovoluje učinit předpoklad, že i diferenciální rozdělení pro anihilace ae dají dobře aproximovat rozdílem rozdělení v pp a pp reakcích. Při stanovení rozdělení je vsak nutné uvážit nábojovou rozdílnost primárních částic v obou reakcích. Obr. 1 ukazuje inkluzivní rozdělení £r mezonů (součet spekter OC a áiT mezonů) získané jako rozdíl rozdělení &mezonů v pp (tento experiment) a pp (experiment při 24 GeV/c)[33 reakci v dvou proměnných: těžišťová repidita y* a čtverec transverzálního impulzu p^ . Symetrie produkce &Tmezonů v těžišťové soustavě dovoluje ukázat pouze polovinu rozdělení. Krivky v pravé polovině obr. 1 udávají rozdělení fómezonů v reakci pp—»5íX při 24 GeV/c [3], 2 obr. 1 vyplývá velká podobnost v chování inkluzivních spekter OC mezonů v reakcích pp , pp a anihilací pp. Posouvání maxima rezdělení v závislosti na pj_ [+1 je přítomno i u anihilační reakce. Současně je z obr. 1 patrná rostoucí role anihilací 8 rostoucím transverzálním lmpulzem

- 284 -

PP-+* 22.4 GeV/c

24 GeV/c

Ul

10

-2 Obr. i .

-;

^v Px:0.2GeV/c

24 GeV/c

- 285 -

Literatura [i] Boos E.G. et al.: Nuclear Physics B 121 (1977), 381 Boos E.G., et al.: Preprint FZlJ 77/9, F21Í ČSAV, Praha 1977 [2j Whitmore J.: Physics Reports 27 C &976), 187 [3.3 Blobel V aj.: Nuclear Physics B 69 (1974) , 454 [4] Boos E.G. et al.: Preprint El-10453, SlJjV, Dubna 1977

MNOHOČASTICOVA* PRODUKCIA V KVARK - PARTČNOVOM MOĽELI Maltiparticle production in a quark - parton model V. Černý, P. Lichard, J. Pišút Katedra teoretickej fyziky PFUK, Mlynská dolina, Bratislava Kvark - partónový model vznikol pri štúdiu hlbokonepružného leptón - hadrónového rozptylu, kde experimentálne dáta silne naznačujú existenciu "bodovej" Štruktúry v hadróne. Ak väak partónový model má tvoriť konzistentný a relatívne ucelený obraz Štruktúry hadrónu, potom musí interpretovať i ďalšie interakcie hadronov. Typickou vysokoenergetickou hadrón - hadrónowu interakciou je mnohočesticová produkcia. Ťažkosť vSak spočíva v tom, i« z množstva experimentálnych údajov o tomto bezosporu dynamicky komplikovanom procese, je obťažné vybrať tie, ktoré nesú podstatnú informáciu o dynamike procesu. V takejto situácii je prirodzené pokúsiť sa globálne vystihnúť základné charakteristiky experimentálnych údajov. Takýto postup prirodzene vedie k ncdelom Honte Carlo typu. V iných prístupoch sa totiž sotva dá očakávať možnosť porovnania modelových predstáv s celým komplexom údajov. Navrhnutý model [l] mnohočasticovej produkcie je založený na dvoch hlavných predpokladoch: - interakcia hadronov je spôsobená Interakciou pomalých partónov, čo vedie v prvom štádiu procesu k.vytvoreniu systému pozostávajúceho z valenčných partónov zrážajúcich sa hadronov a • "mora" kvark-antikvarkových párov. - v druhom Štádiu procesu vznikajú rekombináclou partónov hadróny koncového stavu.

- 286 V navrhnutom modeli [l] Je prvá časť interakcie simulovaná náhodnou (Monte Carlo) generáciou sekvencle N partónov (N Je tiež náhodná premenná) s rozdelením pravdepodobnosti N

T

tfí N

(£ h N

(f

kde i * 1, ... 6 značí valenčné kvarky. Kvantové číale (N-6)/2 QQ párov sú volené náhodne tak, že relatívne pravdepodobnosti generácie uu, dd alebo si páru sú dané vzťahom p u : ř < j : P » * lslsS. Konätanty Q,R a S predstavujú volné parametre modelu. V druhej fáze Monte Carlo programu Je z takto generovanej sekvencie partónov vytvorená "rekomblnáciou" (QQ -* mezón, QQQ -^ baryón) sekvencia hadrónov koncového atavu. "Pravidlá rekc biná- ' cic" [ll sú zvolené tak, aby tento procea bol krátkodosahový v rapidite a aby relatívne i pravdepodobnosti vzniku'Jednotlivých hadrónov boli daná SU(6) vlnovými funkciami hadrónov v kvárkovom modeli. Podrobný výpočet bol vykonaný pre hodnoty parametrov O * 1.15, R 2 * 0.20 GeV 2 , S s 2/9. Možno konštatovať, £• modelové výsledky reprodukujú hlavné pozorované charakteristiky mnohočeeticovej produkcie. Pr» ilustráciu uvádzame porovnaní* (obr. l) pozorovanej [2] energetickej závieloeti atredných multiplicít jednotlivých produkovaných čaatíc (plné čiary) • výsledkami modelového vypočtu (body). Obr. 1. y

- 287 Literatúra [l] Cerný V., Lichard P., PiSút J.: Honte Carlo approach to multiparticle production in a quark parton Model* Phya. . Rev. D (1977) (v tlači) Černý V., Lichard P., PiSút J.: Monte Carlo approach to aultlparticle production in a quark parton model. II transverse momenta, energy dependence of average multiplicities and inclusive spectra, preprint, Bratislava 1977 [2] Whitnore J.: Physics Reports 10 C (1974), 273

PRODUKCIA DMIÓNCV V HADRClí - HADRÓNCVťCH Z R X Ž K A C H Dimuon production in hadron - hadron collisions V. Cerný, P. Lichard, J. PiSút Katedra teoretickej fyziky PFUK, Ulynaká dolina, Bratislava V nedávnych experimentoch \l\ bola pozorovaná pomerne značná produkcia "priamych" leptónových párov v hadron - hadrónových zrážkach, a to prevažne párov s malými hmotnosťami. Kým experimentálnu situáciu v oblasti vyäších (M £ 5 GeV/c 2 ) dileptónových hmotností dobre popisuje ^rellov a Tanov mechanizmus [2] produkcia, v oblasti malých hmotností je príspevok tohto mechanismu o niekoľko rádov nižtí ako pozorovaný účinný prierez. Na možnosť ďalšieho príspevku k produkcii dlleptónov upozornili Bjorken a Weisberg [3], keď predpokladali, že v procese hadronovej zrážky môžu anihilovať nielen kvarky a antlkvarky, ktoré aú obsiahnuté už v zrážajúcich aa hadrónoch (Dreliov a Yanov mechanizmua), ale aj tie QQ páry, ktoré vznikajú až v priebehu zrážky. Podrobnejší kvantitatívny výpočet tohto príspevku bol vykonaný v práci [4]. Pri výpočte boli podstatným spOsobom využité predstavy Bjorkena a Oribove [5] o prieatorovočaspvom priebehu hadrónovej zrážky* ^odla týchto predstáv zrážka inicializovaná interakciou pomalých partónov prebieha tak, že partónový systém aa excituje poetupne počínajúc oblasťou pomalých partónov pričom Ja súčasne ex-

- 288 citovaná len malá oblasť priestoru repidlt (tyj ^ l ) . Anihilovať teda môžu iba také kvarky a antikvarky, ktoré majú malý roz diel repidít, So vedie k malým hmotnostiam produkovaných dileptónov. Počet dileptónov produkovaných v jednej hadrónovej zrážke je daný vzťahom [4] n = Z j dy x dy 2 OqCyj) G$(y2) |V^-VQ| 6^ cosh y x cosh y 2 . kde Qn(y) J* hustota kvarkov v priestore rapidít, V je priestorový objem a t Q je doba excitácie oblasti pomalých partónov ' (lyí & l) • funkcia w(y» -y2) fenomenologicky parametrizovaná v t ) ) zohľadňuje fakt, že iba malá oblasť pries-^ tvare "toru rapidít je súčasne excitovaná,, (-yol^; l). Integrál (l) bol počítaný metódou Konte Carlo. Vo všeobecnosti neznáme rozdeľovači* funkcie O^iy) (rozdelovacie funkcie partónov v systéme ktopN rý sa vytvorí v prvom štádiu K150GeV interakcie [6]) boli implicitne generované programom prevzatým z modelu mnohočasticovej produkcie [6]. Jeden z výpočtov je znázornený na obr. 1, kde je porovnané pozorované [ll hmotnostné spektrum dlmiônov s modelovým výpočtom (šrafovaný histogram)* Výpočet bol vykonaný pre/ 3 hodnoty parametrov 1 A z 0*8, j « t o « 0.21 QeV" 1 , ktoré aú biísk« hodnotám, ktoré aoSno očakávať podľa fyzikálneho významu týchto parametrov* Vi*, obecne možno konštatovať, ie výeledky výpočtov [6] ailna na-

j

- 289 znaSujú iízku súvislosť medzi mnohoSasticovou produkciou a produkciou miónových párov s malými hmotnosťami. Literatúra [l] Anderson K.J. a spol.: Pbys. Rev. Letters 37 (1976) 799 a 803 [2] Dreli S.D., Yan T.It.: Phya. B»v. Letters 25 (1970) 316 bi Bjorken J.D., Weisberg H.: Phys. Rev. D 13 (1976), 1405 [4] černý V,, Lichard P., Pišút J.: Origin of the dimuon continuum and the space-time evolution of hadron collisions, preprint Bratislava 1977 a Physics Letters (l977> (v tlači) [5J Bjorken J.D.: Proceedings of the Summer Institute on Particle Physics, vyd. II. Zipf, SLAC-167 (1973) Oribov V.S.i Elementary particles, Vol I, str. 65, Atomizdat, Moskva 1973 [6] Černý V,, Licherd P., PiSút J.: Monte Carlo approach to, multiparticle production in a quark parton model, Phys. Rev. D (.1977) (v tlači) a príspevok Mnohočasticová produkcia v kvark-partónovm modeli na tejto konferencii ĽťŽKA ZOČ- ROZPTYLU a\ Z E X P E R D Í Í N T X L W Y C H ÚDAJOV 0 'X- MEZO*NOVOM F0RMFAK10R£ The 5u 5Í-scattering length aj from data on the Qc-meson fora factor S. Dubnická Fyzikálny ústav SAT, Dúbravská cesta, J*

V súfiasnej dobe {xTjET- rozptyl je dobre popísaný v oblasti energií 0.5 GeV 4 j/í < 1,8 GeV. Tu existujúce experimentálne údaje, obecne hovoriac, sú konzistentné a bežnými teoretickými schémami. Pri velni nízkych energiách 0.3 Qe7 < l/á" < 0.5 GeV je však situácia troche menej uspokojivá. Máme n* mysli nesúhlas experimentálnej hodnoty [l] p-vlnovej izovektorovej dĺžky rozp-

- 290 -

tylu (mjj- a^ » 0.10 í 0.01) s radom teoretických odhadov toho istého parametra [2] 0.027 < n£. a} < 0.045. Kvôli úplnosti u3

1

+

vádzame tiež hodnotu vxi^ a, = - 0.003 - 0.004 nedávno získanú energeticky nezávislou fázovou analýzou súčasne štyroch kanálov SCOC -rozptylu v SACLAY [3] ,ktorá vSak je stále eäte konzistentná s dolnou hranicou aj > - 0.23 m"^ nájdenou C. Lopezom [4]. Z tohto dôvodu je zaujímavé určiť a* z p8rametrizácie experimentálnych údajov CC- mezónového formfaktora, pri konštrukcii ktorej sa využívajú iba predpoklady obecného charakteru [5] a porovnať ju s vyášieuvedenými hodnotami. Ako je známe, z pružnej podmienky unitarity OC- mezónového formfaktora ?r% (t) vyplýva, Že prahové správanie fázy formfaktora Sr^{t) je zhodné s prahovým správaním fázy o-ÍCt) rozptylu kde q * 1/2 l/t-4 mg. je impulz OC- mezónu v sústave hmotného stredu, t je kvadrát preneseného impulzu a m ^ je hmota £r- mezónu. Ako dôsledok (l) je možné odvodiť nasledujúci vzťah

*1 *

(2)

c ív

medzi dĺžkou rozptylu a treťou deriváciou imaginárnej Saati fornfaktora. . ' íri konštrukcii plánového formfaktora [5], popisujúceho súčasne vSetky existujúca experimentálne údaje v prieatoru-podobnej aj 5a»ú-podobnej oblaati využívame nasledujúca vlastnosti: I*/analytické vlastnosti [9] v premennaj t 2^. prahová správanie (l), Jrtorého dôsledkom i«aginárn« fiaaC for«.:,•;. faktoohtalca aj jaj prvá a druhá derivácia T pružna« prahu aa 3. norMováoitt p o d a i e n k * ^ (o) • 1 . 4 r aayiptÄťtlai ř*, tt)' ^- l/t pradporadanú kvarlcovýa aodtloa

V

;r. .

.

. .

ťa«éě a* p*tsvedfiit, U riatky ťitto požiadavky apťňa na-

- 291 sledujúca párametrizácla jY]

(3 J 4 » q i * 1 / 2 / *inel "

*inel J e PO^oh^^e^íív 1 1 6 1 1 0 nepružného rezu, W o « w(tj>), to s(iň - i •• $' ) , m « , C Je hmota a ôírka P - mezónu, W(o) a C je parameter, ktorý jednoznačne súvisí so súčinom väzbových konštánt a fo _^» 2 5 i 7 * T y f l t u P u J | í c i C Q v i (3) 2 i experimentálnymi it & - mezónového pólu. Porovnania (3) s 992-ml bodmi v intervale hodnôt kvadrátu preneseného impulzu -4 GeV 4 t é 9 GeV dostávame nasledujúce hodnoty parametrov 746 t 3 íieV f = 139-5 MeV W

r

1.1006 - 0.0848 GeV2

"inel . (4) C = 2- 0.2174 - 0.0226 a £ /psv = 1«32, kde psv znamená počet stuplřióv volnosti. Dosadením imaginárnej časti z (3) (ako aj |F,£.(t)|) do (2j dostávame pre dĺžku rozptylu hodnotu

"át a l= ° * 0 1 5 *0 # 0 0 4

^5^

kde chyba a 1 bola určená z chýb parametrov (4). Literatúra [í] Wagner G.: Lawrence Radiation Laboratory Report LBL - 3091 (1974) and Proceedings of the XVII International Conference on High Energy Physics, London (1974)p. 11-27 líäanner W.: Contribution to the IV« International Conference on Meson Sptctroscopy, Boston, Mass. USA, April (1974) [2] Oloson M.G.: Phys. Rev. 162 (1967), 1338 Morgan D., Shaw G.: Phy». «er. S 2 (1970), 520

- 292 Pannington U.R.i Rutherford Lab. Preprint RL-74-068 (1974J Peteraen J.L.: Lectures given at XIII. Int. Universitätswochen fur Kernphysik, Schladming (1974) [3] Villet G., David H. at al.: ^reprint CEN-Saclay, DPhPe 7609 (1976) [4] L opez C : Nuovo Cimento Lett. 13 Mo.2 (1975), 69 [5] Dubnická 5., Furdík I, Meahchryakov V.A.: ^reprint ICTP, IC/76/102 Trieste (1976) [6] lfatveev V.A., Muradyan R.ll., Tavkhelidze A.N.: Ruovo Cimento Lett. 7 (1973), 719 fcrodsky S. f Parrar 0*: Phys. Rev. Lett. 31 (1973) 1153 and Phys. Hev. D 11 No. 5 (1S75) 1309 [f] DubniČková A,Z», Dubnická S., Meshcheryakov V.A.: pripravené do tlaSe

DEFORMACE, ROTACE A VIBRACE LEHKÍCH JADER Deformation, rotation and vibration of light nuclei J. Fér Oddělení teoretické Jaderné fyziky ÓJF ČSAV, Rež u Prahy Při popisu teSSÍch Jader, zejména s použitím Bohr - Mottelsonova modelu, se běžně používají pojmy rotace, vibrace a deformace (tvar). V pracích [l]] a [2] byl vyvinut formalismus, který tyto kolektivní pojmy definuje na základě mikroskopického přístupu. Tím se stávají použitelnými i pro lehká Jádra. Výchozí veličinou formalismu Je tenzor setrvačnosti. Rotace Jádra se definuje Jako rotace pohyblivé soustavy spjaté a hlavními osami tenzoru setrvačnosti. Poloosy setrvačnosti (jejich poměr, respektive poměr Jejich středních hodnot) charakterizují globální tvar. Jádra (deformaci, nesfériQnoat, neaxiálnost). Kolektivní souřadnice popisující translaci, rotaci a deformaci se se doplní 3A-9 (A Je počet částic) mikroskopickými souřádnicemikvazieulerovskými líhty. Tyto úhly popisují kvazirotece v (A-l) rozměrném prostoru Indexu počtu částic. Generátorem kvazirotací (grupy SO (A-l)) Je krazimoment, v analogii 8 impulsmomentem -

- 293 generátore* rotací grupy Zabývali Jsme se soustavou tří částic. V tomto singulárním případě mane dvě poloosy setrvačnosti (f,, f J a jeden kvazieulerovský dhel. Pozornost Jsme soustředili na bázi (HKLB»Q-íl> translačně invariantního harmonického oscilátoru (TÍHO) 3 kvantovými čísly [3] í energie N, hypermoment K, impulsmoment Uá, kvazimoment
?í ?2

Pro stavy s L = 0 platí <'f>1> s a (£>= O. Statická deformace je nulová. V tomto smyslu jsou tyto stevy sféricky symetrické. Jsou však "dynamicky deformované" - vlnová funkce je rozmazaná (osciluje) kolem sféricky symetrické strední hodnoty. Disperze deformace ve stavu JL - O, K Q ) je 2

A,

JQ

** 2 V K (K + 4) I Odtud plynou závěry: 1° Hodnoty £ ^ leží v intervalu
<£> v soustavou rovnic. Cleny multipletu je treba rozlišit dodatečným kvantovýiá číslem. Analogický problém nastává [4] pro Bohr Mottelsonův hamiltonián. Viděli jsme, že čisté kinematické lívahy vedou k zavedení kolektivních souřadnic charakterizujících rotaci, vibraci a de-

- 294 formaci jádra. Dynamický probléa tří částic budeme řeiit v uvedené bázi TÍHO. Vyjadrujem naději, že tato báze umožní lépe a snadněji počítat stavy jádra a interpretovat jejich vlastnosti. Literatura [l] Filippov O., Ovcharenko V., Steshenko A.: in Nuclear ManyBody Probléa (Roma 1972) [2] Zickendraht W.: J. Ifsth. Phys. 12 (1971), 1863 &] Nyiri J.: ^reprint KFKI-72-3, CRIP Budapest 0.972) [4] Chacón E., Mishinaky M.: J. Hath. Phys. 18 (1977), 870 o DIFERENCIÁLNÍ ASYMPTOTICKÉ TEOKŮC FRO ROZPTYL HADHONU NA HADRONECH Derivative asymptotic theorems for hadron - hadron scattering J. Fischer, P. Kolár Fyzikální ustav ČSAV, Praha V tomto příspěvku se zmíníme o některých otázkách kolem diferenciálních disperzních relací, která za jistých předpokladů dávají lokální korelaci mezi reálnou a imaginární částí amplitudy rozptylu na energetickém řezu. Pro případ symetrické amplitudy ?,(•» t) např. odvodili Pronzan aj. [l] relaci

( oc je reálné číslo) za jistých zjednodušujících předpokladů. F fl znamená amplitudu bez pólů a aubstrakčních konstant. Později ukázali Dronkers a £ichmann [2], že relace (1) platí pouze na jisté třídě celých funkcí v proměnné In •• Omezíme-li ae pouze na první člen rozvoje funkce tg v (l) dostáváme relaci

^V'.*)

ft

a

2


*I>.t) •

.

W

která dobře souhlasí • experimentálními daty při dostatečně velkých a « kromě toho byla odvozena Oribovem « Vogdalem [j] v Ktg-

- 295 geho teorii pro příspěvek Pomeronu a jeho řezů. V dalším ae omezíme na případ rozptylu vpřed, t > 0. Asymptotické korelace typu (2) lse dokázat se základních principů azioaatické teorie pole, pokud jsou splněny některé dodateSné předpoklady týkající se vlastností amplitudy při nekonečné energii. Tyto korelace jsou podrobně' odvozeny v [4]. Některé typické výsledky zde uvedeme. Amplituda je, podle předpokladu, analytická v oblasti Dj, = { E : JE| > 1^, la E > o ] , kde E je laboratorní energie nalétávající částice, a spojitá v D R , křížově symetrická a polynomiálně omezená. Dále je splněna Froiesartova-Martinova ••*an*~ zápornost Im F a (E). Definujme rozdíl 1

tg f> (B)

2 d In E

OC d
ReFs(E) I s F( E ) = kde fft « 2 je totální S * E Re F. E _ E « ~-—cr-v- . Předpokládejme déle, že

j

Ljl > J R. F # (R 2 e1^) df pro nějaké R ^ 0. R2 B 2 Potom', jestliže lim D 1 (&) existuje, H U S Í být rovna nule. JestliE že existuje ~*°° lim D 2 (E), li« 6 1 E ) , lim ?.(jB)ln E a Re F a (E) nemení znamení . pro dostatečně velké energie, potom také lim0 D 2 ( E ) * 0. * E—* * Rovněž lze dokázat obdobné věty pro podíly, např. p (

E

) ^

P

(

B

)

Je-li např. lim GT(F)«oo a existuji limity e_ a P,(E) pro E - » o * potom lim P,(E) * 1. Na druhé strana, jestliže £->oo * 1 lim lnlF_(E) / B | «<*> • ll»ita P 2 (B) pro E-** existuje, pak je rovna jedné* Závěrem poznamenajme, že získané výsledky mají charakter asymptotických limit a nelze tedy a priori dělat závěry o Jejich platnosti při konečných energiích. Literatura ,

- 296 [l] Bronzan J.B. et el.s Phya. Lett. 49 B (1974), 272 [2] Eichmann O.K., Dronkers J.: Phya. Lett. 52 B (1974), 428 j>] Gribov V.N., Migdal A.A.: lad. Fiz. 8 (l968), 1002 J4] Fischer J., Kolář P.: Preprint FZtf 76-12 (1976V Phya. Her. 0 (T tisku) KORELACE UEZI F/ži A MODULEM PRO AMPLITUDY ROZPTYLU, KTKIťí NESPLŇUJÍ FROISSARTOVU HORNÍ MEZ Phase-modulus correlations for scattering amplitudes without the Froiasart bound J. Fischer, 0. E. Shiahanin* Fyzikální ústav ČSAV, Praha + Vieavazový polytechnický institut, Moskva Některé aplikace ve fyzice elementárních částic vedou k rozptylovým amplitudám, které nesplňují Froisaartovu-Martinovu asymptotickou horní mez, ale splňují mez Jinou, buď volnějäí nebo naopak restriktivnějäl. Omezení reálné části amplitudy nemusí přitom existovat vůbec nebo je jiné než omezení imaginární části (a tím i totálního účinného průřezu). Příklady takových situací jsou rozptyl hedronů na nenulové úhly, procesy a účastí leptonů, amplituda rozptylu v teorii /T aj. V naěí práci studujeme roli takové horní meze obecnějSího tvaru při získávání asymptotických korelací mezi fází a modulem amplitudy a její vliv na tvar asymptotických teorémů. Horní mez pro totální účinný průřez 6X&) předpokládáme v obecném tvaru (1) kde S je laboratorní energie a c, c*., /} jsou reálné čísla, přičemž c je kladné. Froissartova-Martinova mez se odtud dostane položenia o ( » O i /3 * 2. Z analytičnosti křížové symetrické amplitudy rozptylu vpřed F ( E ) a s dalSích principů lokální teorie polí odvozujeme asymptotické korelace mezi 6"(.E)a £ ( E ) , kde §> (.£) * Re F(E)/Im F ( E ) . Ze získaných teorémů vyplývá, že tvar korelací mezi & a P značně závisí na hodnotách exponentů << a 4 v (l), zejména pokud jde o dovolení kladného znaménka veličiny lii^^ f($), o dovolený aaěr a rychlost, jakou se O (E) k limitní hodnotě přibližuje apod. Obdobný efekt aá i nerovnost omesu-

- 297 jící 6"zdola. Tvar korelací závisí ováem podstatně 1 na tom, jaké omezení přitom platí pro reálnou čáat amplitudy F(E); čím je toto restriktivnější, tím jsou korslace mezi ó"a ^jednoznačnejší. Všeobecně platí, 2e ot v (l) ovlivňuje dovolené hodnoty lia ^>(E) , zatímco /} má vliv na způsob, jakým ae Q(E) ke sVT*íimitě přibližuje. Dříve odvozené nutné a postačující podmínky [l] pro zadané asymptotické chování totálního účinného průřezu se rovněž značne změní, je-li Froiseartova-Kartinova horní mez na T(E) nahrazené mezí jinou. Podrobnosti budou publikovány [2]. Výsledky se snadno zobecní na případ rozptylu na nenulové úhly. Literatura [l] Fischer J., Kolář P., Vrkoč 1.1 Phye. Bev. D 13 (1976), 133 [2] Fischer J., Shishanln O.E.: Preprint FZÚ" 77-6, Czech. J. Pbys. B (v tisku) HLEDÍCNÍ PUVABNÍCH Č/STIC VZNIKAJÍCÍCH V INTERAKCÍCH NEUTRONU S JA*BRY UHLÍKU PŘI STŘEDNÍ ENERGII 50 GeV Search for charmed particles produced in the interactions of neutrons on the carbon nuclei at mean energy 50 GeV J. Hladký Fyzikální ústav ČSAV, Na Slovance 2 , Praha 8

V poslední době byly zaznamenány další úspěchy v pokusech hledajících nové, tzv. půvabné částice. Zatímco v elektromagnetických interakcích bylo prokazatelně objeveno několik půvabných mezonů 1 baryonů [li, v hadron - hadronových srážkách nebyl doposud žádný úspěch dosažen. Daný referát uvádí předběžné výsledky experimentu, který byl referován před dvěma lety [2~\, Pokusy byly prováděny ve spolupráci mezi laboratořemi Berlín, Budapešť, Dubna, Praha, Sofie, Tbilisi a předběžné výsledky zaslány na Mezinárodní konferenci o fyzice částic v Budapešti [3, 4 ] . Údaje, které byly me-

- 298 -

žitím zaregistrovány magnetickým bezfilmovým Jiskrovým spektrometrem BIS na neutronovém svazku protonovéhovurychlovače v Serpuchově, používajícím uhlíkový terč, měly strední energii 50 GeV. Elektronická logika vybírala pouze případy, které obsahovaly V° a jednu, neb více nabitých částic. Některé z údajů byly zaregistrovány s dalším požadavkem logiky, aby jedna nebo více z nabitých částic prošla mijonovým detektorem. Celkem bylo zapsáno na magnetické pásky přes dva miliony případů, z hichž 350 tisíc obsahovalo V°, t.j. /\° nebo K°, a jednu neb více nabitých částic. V dsläí selekci musely být splněny podmínky: 1/ hmotnosti případů jsou případů Mp Mp £?• £? aa ' ^^ jsou vv rozmezí rozm

15 MeV/c MeV/c222, rozpad d /\° / \ ° nebb K° se uskutečnil k t č i l v rozpadové dé zóne ó aparatury t a

|MA o - Mpfc-I 4 7,5 MeV/c , nebo \ltO \ltgO - M ^ - ||áá

2/ 3/ produkce případů probíhala v uhlíkovém terči. Tak bylo vybráno (za předpokladu, že nabitá částice doprovázející V° je p. „on) kolem 1800 A° Oi? a 1900 A°0c", 600 K° úf a 500 K°ÄT. Ve spektrech hmotností /\°Är+ a A°úC" byla dobře patrná maxima známých rezonancí £ + (l332), £"(1387) a "£" 1320, ale v oblasti hmotností 1800 ŕ 2500 MeV/c2 se neobjevilo žádné nové zřetelné úzké maximum. Pomocí experimentálních údajů a odhadů účinnosti spektrometru byla stanovena horní hranice součinu totálního účinného průřezu o a větvícího koeficientu BR pro produkci půvabných částic: 6"ER . Q <. + 5.1O"3 cm na nukleon pro hmotnosti 2000 é U/^O/jct á 2500 MeV/c2 a & B R A O £ + ^ . 8.10"3lcm2 na nukleon pro hmotnosti 1800 4 Mj^o Qct 4 2200 MeV/c2. Asi v 10 % údejů bylo V° doprovázeno dvěma a víc« částicemi. Případy s A° se pak vybírali podle kriterií: 1/ hmotnos-.i |M /\O - Mpfc-| < 7,5 MeV/c2, ale ^ o - M ^ + ^ - j > 15 MeV/c2, za účelem vyloučení K°, 2/ Rozpad A ° proběhl v rozpadové zóně a minimální prostorová vzdálenost protonu a pionu je 2,5 mm. 3/ /\ ° a dve dal.Sí částice musí mít společný průsečík v terči. Celkem 158 případů prošlo těmito kriterii a jejich hmotnosti, •za predpoklady že jsou obě doprovázející částice piony leží v 2 rosma2,í 1900 -'- 2400 MeV/c , rG3no kaonv . v ľoamur.í okolo -2200 » 3 C 0 C M e V / c ' í ?ouí.it.Cm d a l š í c h po:'ir/r.« . •.'.-••> j.'cri «i'.;c!i h m o t n o s t í M ,^o v + ,;.-

i'^sp. " ,

y

:••:*. nezávislí

;-.;;:•:.

- 299 při "2062, rcsp.*278O lieV/c2, sestávající z různých připadá, která nebyla předtím nikde publikována* Šířka maxim odpovídá rozlišovací schopnosti aparatury a je menší než 20 lleV/c2, výška je kolem 15 případu na pozadí 3 případu. Při tomto poStu případů nelze udělat konečný záver. Ke správné interpretaci těchto maxim je treba zvýšit jejich statistickou průkaznost. Aparatura, která byla zmodernizována (jiskrové komory byly nahraieny proporcionálními) se pripravuje k dalšímu ozáření. Literatura

Pfe

.] *rippe T.O. et al.: Phys. Lett. 68 B, 1 (1977), &} Hladký J. et al.: Sborník Tf. Konf. čs. fysika, berec 197? tfí Albrecht K.F. et al.: Přisp, k Hezinár. konf. o tic, I. E-43, Budapest 1977 [•] Albrecht K.F. et al.: Přisp, k Mezinár. konf. o tic, I. E-16, Budapest 1977

1 str. 28$, Lifyzice čásfyzice čás-

tUSTICKÍ ROZPTYL p-p A STRUKTURA PROTONU Hastlc p-p scattering and proton structure fé Kundrát, H. Lokajíček íyzikálny Ustav ČSAV, Na Slovance 2, Praha. Jedním z hlavních problému, jež se řeší v oblasti fyziky vy•okých energií, je studium hadronové struktury, především struktury protonu. Z neelastického rozptylu elektronu .a neutrin na protonech se dovozuje, že proton je složen z menších částic, zvaných partony. Otevřena zůstává otázka počtu těchto částic a jejich prostorového rozdelení. Určitou možnost výzkumu prostorové struktury představuje elastický rozptyl p-p. Fenomenologickou analýzou v reprezentaci srážkového parametru b odvodili Miettinen a Pirilä [l], že protonová struktura je gauasovského tvaru; hlavní část hmoty je soustředěna v oblasti 0,5 fm s poměrné pozvolným dbytkem se vzrůstajícím b. Uvedených výsledků bylo ovšem dosaženo za poměrně omezu-

- 300 jících předpoklad; reálná část amplitudy byla zanedbána pro všechny prenosy impulzu a profil protonu v transverzální rovině byl vzat kruhově symetricky. Jestliže však proton je složen z menšího počtu partoni, je nutno připustit, že v okamžiku interakce při vysokých energiích zejména druhý predpoklad splněn. Pokusili jsme se proto o analýzu za obecnějších předpokladů. Na rozdíl od práce [l] jsme však vyšli z vlnové funkce v eikonalové aproximaci neboť nepokládána za prokázané, že Fourierova transformace překryvových funkcí odpovídá skutečně prostorové struktuře protonového rozptylu. Řešením Schrodingerovy rovnice s potenciálem V(ŕ*), pro nějž předpokládáme, že ekvipotenciální křivky v transverzální rovine jsou dány rovnicemi b = b (l + 2 £ cos f)* b h (f) , dostaneme pro amplitudu rozptylu b

dbdf J0(bq) je iX (h(Y>))-l] ,

kde q je velikost dvourozměrného vektoru v transverzální rovině q2 ^ k'- k ; k je impuls protonu před kolisí a k* po ní; f je azimutální ťihel vektoru b| . Diferenciální dčinný průřez Je roven

Nyní lze minimalizačním postupem stanovit volné veličiny tak, abychom dostali souhlas s experimentálními daty, jež lze nalézti nepř. v [2]. Pro orientační výpočet, který jsme prováděli zatím pouze pro a » (23 GeV) 2 jsme funkci %{\>) » ^ ( b ) + i Z 2 (b) aproximovali výrazy

- O]

kde spolu s V^» A ^ a C^ byly minimalizaíním postupem určovány i parametry b Q ^« Vzhledem k tomu, že výpočet je velmi náročný na po-

- 301 čítačový čas, nebylo zatím dosaženo definitivních výsledků. Podle velmi hrubého orientačního výpočtu je hmota protonu soustředěna v oblasti b & 0,4 f m a a excentricita elipsy je <£ 'V 0,8. Zcela nedávno se objevila práce [3l, založená na analogickém předpokladu, že kolidující protony mají tvar elipsoidu. Na základě analogie s teorií deformovaných jader byly odvozeny výrazy pro elastickou amplitudu a totální účinný průřez. Pokus o analýzu experimentálních dat nebyl však proveden. Literatura [X\ Miettinen H.J.: Proč. of the I X t h Recontre do Uoriond, líéribel les Alluea, 1974; ed. J. Tran Tranh Van, Vol. 1 (Orsay 1974) [23 Predazzi £.: Rivista del Nuovo Cimento 6 (1976), N.2, 217. 93 [3] Noble J.V.: Nucl, Phys. B 124 (1977}, No.l, 37-44

K ROZPADU %.— A note to the ^ —*• 3 ^ decay J. Unik, U. Nagy Fyzikálny ústav SAV, Dúbravská cesta, Bratislava Uspokojivé vysvetlenie elektromagnetického rozpadu % »• 0c+0C~fó° v rámci prúdovej algebry, PCAC a kvarkovejgluónovej poľnej teorie (OCD) je doteraz vážnym teoretickým problémom. Od Sutherlanda [l], ktorý dokázal, že tento rozpad je zakázaný v naivnom chápaní elektromagnetických interakcií 2. rádu, cez Wilsona [2], Weinberga a iných [33, ktorí v rámci QCD ukázali nutnosť opraviť naivný obraz elektromagnetických interakcií 2. rádu pridaním tadpólového člena [41 l^u* ku konečnému fotonovému efektívnemu lagrangiánu, až k návrhu Koguta a Susskinda [5] a jeho rozpracovaniu Weinbergom [6] môžeme sledovať pokrok v chápaní a riešení tohto problému. Výsledkom úvah týchto prác je,

- 302 - '

že v nízko-energetickej limite mSkkého neutrálneho piónu litúda rozpadu "2. — > yfc je daná v tvare

amp-

lil (1) s

kde k = p + + p_ - p,» - PfóQ — * 0, 3C- rozpadová konštanta t (g = 94 MeV, £ 0 a £ Q = £ Q c (e «í - 1,25) 'sii parametre G2J0H modelu [?7 naruäenla chirálnej symetrie (L» = £Q u Q + £ Q Ug) a Jy^ (i = 8,o) sú axiálne prúdy, ktoré aa zachovávajú, ak kvarkové hmotnosti ad nulové (t.j. £Q - 0 Q>f 6_], hoci v tejto limite (k - » 0) príspevok k ^ (QC*Gc~ \ J ^ j % > vymizne. Cieľom tejto poznámky je ukázať súvislosť medzi nenulovým príspevkom amplitúdy (l) a amplitúdou T (-^L —?• ífc+íir") _,,, Q predstavujúcou efektívnu väzbu L - častice ao systémom '7£3c+íĽ~ častíc a explicitne ju nájsť v rámci formalizmu efektívneho lagrangiánu nelineárneho - modelu a tak vypočítať amplitúdu

T {.% ->

ÍGĽ).

Použitím redukčného formalizmu na amplitúdu a potom PCAC pre definíciu poľa

QUt

^Oc Oc~\l*

?1T

pre časticu L a prechodoa k limitám p^ —*• 0 a o L -•• 0 dostaneme

- i f L - ^ T f«L-*íte*Jf)

(2)

Zanedbania (0-8) mieäania dostaneme v rámci U(3) x U(j3) nelineárneho C - modelu príspevky k amplitúde T('£I'"- J ! > "Ä? + &~) len od týchto efektívnych lagrangiánov:

L

contt*) " - — h - Off * c)?2:W ^ W ^ L W

(3)

- 303 a od kombinácie

if

36

kde

štandartný výpočet • najnižSom ráde poruchového počtu vedie potom k amplitúde [&1

kde zanedbáme členy O [(/2*+ c) 2 ] « o(m|-) . Záverom chceme poznamenať, že štandartná aplikácia PCAC pre mäkký CC* alebo 0c~ - mezón dáva T {% -»ftr+ftf&°) _^ Q » O, čo aplikované na experimentálny fit T ("£—* 3.5£) = A + B E (E je energia Oif* - mezónu v kľudovej sústave % - mezónu) určuje A/B = - m,» /2 a kombinácia vzťahov (l) , (2) a (5) určuje parameter A. Tak dostaneme

T (t- 6ČOC-&*)K- - Í 2 , (1 - lh čo je výsledok totožný s tým, ktorý získal Weinberg [ô] iným postupom v rámci U(3) x U(3) teórie. Literatúra [l] Sutherland D.G.: Phye. Lett. 23 (l966), 384 [2] Wilson K.: Phys. Hev. 17J> (1969), 1499 [3J Weinberg S.: Phys. Rev. D 8 (1973), 4482 a citácie tu [4] ColemanS., GlashowS.L.: Phya. Rev. 134 (1964), 6 671 [5] Kogut J., Susskind L.i Phys. Rev. D 11 (1975), 3594 [6j Weinberg S.: Phye. Rev. D 11 (1975), 3583

- 304 -

[7J Gell-Mann M., Oakes R.J., Renner B.: Phye. Rev. 175 (1968;, 2195 [8] Xamada H., Hakazawa N.: Phys. Rev. D 32 C 1 976j, 2443 je väzba fL úč &' - systému určená naivne len z koeficientu kontaktného lagrangiánu (3) m je nesprávna* SÚBORY POZOROVATEĽNÍCH V PRIESTOROCH S KONŠTANTNOU KRIVOSŤOU The couplet* sets of observeblea In the apaces of constant curvature. I. Lukáč Fyzikálny ústav SAV, Dúbravská cesta, Bratislava Priestory a konštantnou krivosťou majú pre aplikácie v teórii elementárnych častíc (a vo fyzike všeobecne) mimoriadny význan, pretože tieto priestory majú grupy pohybu a na náklade teoreticko - grupových úvah a metód možno získať veľmi cennú informáciu o invariantních veličinách alebo o transformačních vlastnostiach veličín definovaných v príslušnom priestore. Ak poznáme príslušnú grupu symetrie určitej fyzikálnej úlohy, pomocou teoreticko-grupového prístupu túto úlohu moino buď úplne rleäiť, alebo získať rôzne charakteristiky takého riešenia. V každom priestore s konštantnou krivosťou existuje určitý konečný počet neekvivalentnýoh súborov pozorovateľných, t.j. súborov kvantových čísel, ktoré predstavujú vlastné hodnoty príslušných komutujúcich operátorov (diagonálnych) a ktoré charakterizujú príslušný systém vlastných funkcií vhodných na opis určitých kvantových systémov. Ak sa kvantovoaechanický systém s N stupňami voľnosti opisuje systémom vlastných funkcií

kde X - sú premenné príslušného konfiguračného priestoru, \c*\ je úplný súbor kvantových čísel, ktoré charakterizujú stav systéau, existuje N lineárne nezávislých a navzájom koautujúcich ope-

- 305 A .A rátorov A 2 , ..., A N > ktoré sú diagonálne na systéme týchto lf<X funkcii s vlastnými hodnotami (X. * » t.J. , N. Niektoré súbory pozorovateľných, ktoré sa často objavujú v kvantovomechanických úlohách sú všeobecne dobre známe (napr. kvadrát operátora momenta hybnosti a operátor jednej z jeho zložiek). Nesporne je však veľmi zaujímavá úloha, v ktorej sa na zaklade grupových metód vyšetrujú e odvodzujú všetky možné neekvivalentně súbory pozorovateľných v určitom priestore. Takto získame nielen úplnosť určitej matematickej schémy, ale aj rôzne typy fyzikálnych úloh, ktoré možno v rámci tejto schémy riešiť. V súčasnosti je sformulovaný problém vyriešený (a čiastočne i aplikovaný na fyzikálne úlohy) pre priestory s kladnou, nulovou a zápornou konštantnou krivosťou s dimenzionalitou N = 2, 3, 4' '. Počet úplných súborov pozorovateľných pre tieto priestory s príslušnou grupou pohybu a typom fyzikálnej úlohy Je uvedený v tab. 1. Priestor Ko-sŕéra v trojrozmernom euklidovskcm priestore R-a-sféra v štvorrozmernom euklidovskom priestore Eo-dvojrozmerná euklidovská rovina E-j-trojrozmerný euklidovský priestor L^-dvojrozmerný hyperboloid L-i-trojrozmerný hyperboloid C3-sféra v trojrozmernom komplexnom priestore C 4 -sféra v Štvorrozmernom ,, komplexnom priestore

grupa pohybu-fyzikál. 0(3)

úloha

Po5et úplných ;

-rotaSná symetria

0(4) E(2)

-symetria atómu vodíka -rovinná úloha dvoch telies E(3) -priestorová úloha dvoch t e l i e s 0(2,1) -krosin§ symetria amplitud 0(3,1) -grupa Lorentza

2 6 4 11 9 34

SU(3)

-unitárna symetria

2

SU(4)

-zovSeobecnenie unitárně j symetrie

6

Tab. 1. • V súčasnosti možno konštatovať, že existujú reálne predpoklady, aby sformulovaný problém v blízkej budúcnosti bol vyriešený pru priestory a ľubovoľnou dimenzionalitou.

í

- 306 Literatúra

, j

DL] Maenhart L.f.i Ann. of Math. 21 1934 284 [2] Olevakij M.N.: Mat. 8b. 27 1950 , 379 [3] Saorodinakij J.A., Tugov I.I*; Žurn. tear, i exp. f i s . £0 1966 , 65'2 [4J Lukáč I . , Saorodiaafcij J.A..; Wlntemit* P.; Jad. fiz. X 1968 , 192 [5] Lukáč I . : Tear, i sat. fix. 1£ 1973 , 366 C6] Lukáč I,, TothL.: Jad. fi*. 17_ 1973 , 1337 [7] Lukáč I.í Jad. f i z . 18 1973 , 202 [8] Lukáč I., Saorodinekij J.A.t Preprint stfjV P2-9O53: Dubna 1975 [9] Lukáč I . : Teor. i nat. f i s . 31 1977 , 275 [io] Lukáč I . , Nagy M.: Zborník z konf. Hadron Structure '76 v Sffioleniciach, Bratislara 1977 v tlači [li] Lukáč I., Nagy M.: Preprint SÄJV, Dubna 1977 r tlači

- 307 -

MOŽNÁ STRUKTURA LEPTÓNOV Possible struvture of leptons H.Petrái Ústav fyziky PFUK, IO.yns.ka dolina, Bratislava T otázke štruktúry leptóoov sa vytvorila počas posledných 10 - 15 tieh rokov rozporná situácia* Ha jednej strane niet priamej experimentálnej evidencie, ktorá by naznačovala odchýlky bodovej povahy leptónov, na druhej strane samotná existencia lep tónového spektra ako aj divergenčné ťažkosti kvantovej elektrodynamiky svedčia o prítomností istej štruktúry. Hožné východisko z tejto dilemy by mohlo spočívať v zásadnom prijatí štruktúrnej povahy leptónov s výhradou, že len jeden bodový konätituent má vfizbu s vonkajším elmag. polom. Takýto zložený objekt sa potom bude chovať voči vonkajšiemu poľu ako bodový a jeho vnútornej štruktúre bude existovať len nepriama evidencia, vyplývajúca z prítomnosti vnútorných stupňov voľnosti. Jediná stupne voľnosti, ktorá v danom prípade prichádzajú do úvahy, sú: spin s, rýchlosť trasľavého pohybu u a pokojová hmotnosť m. To je spolu šesť stupňov voľnosti za predpokladu, že v pokojovom systéme (jT* 0) je s.u » 0. Vožno očakávať, že premenné s, u, m sú len sekundárným prejavom existencie koherentnejšej šestice primárných premenných. {Najjednoduchší spôsob, ako zaviesť tieto premenné, spočíva v parametrizaci!

m T« b (f- f)

(1)

• * b (| + t) kde b je nejaká konštanta / rýchlosť svetla c * 1 /• Paremetrizácia (1) je volená tak, aby premenné ~? a £ mali rozmer dĺžky, čo dovoľuje :lch interpretáciu ako relatívnych polohových vektorov. To umožňuje ich využitie pri regularlzácii integrálov spojených s efektami bezradiačnej vlastnej interakcie. V štandardnej klasickej alebo kvantovej elektrodynamika tieto integrály divergujú, pretože v Čisto lokálnej situácii

- 308 -

nie je k dispozícii žiadny parameter, ktorý by umožňoval regulácia v hybnostnon alebo konfiguračnom priestore. V našom prípade vzhľadom na priestorový charakter č a % ponúka aa možnost interpretácie bezradiačnej Vlastnej interakcie ako vzájomnej interakcie troch bodových zdrojov umiestnených v konvenčnej polohe častice x a v bodoch ř a ^ voči x. Naznačeným intuitívnym úvahám možno dať určitejšiu podobu fixovaním pohybových rovníc pre ^ a •£. . Za tým účelom fa predpokladalo, že í" • b '1 tvoria pár kanonicky konjugovaných veličín* Hamiltonian sa zvolil tak, aby vztahy (1) boli dôsledkom pohybových rovníc a celá dynamika bola lorentzovsky kovariantná* Výsledná pohybová rovnica, písaná v tvare Hamiltonovej-Jacobiho rovnice, je

f -H)

U\ =2j? . 4 4

(2)

kde p * (p° • p ) je Stvorhybnosť voľnej častice. Kvantový analóg rovnice (2) vedie na spektrum stavov, ktoré možno interpretovat ako e", (U/~t V e t ~S>JU * antičastice. Kvantové čísla, ktoré charakterizujú tieto leptány, vyplývajú prirodzeným spôsobom z dynamiky modelu a netreba ich zavádzať ad hoc. To sa vzťahuje aj na také charakteristiky ako je elektrónové a mlónové číslo a elektrický náboj. Fenniho charakter leptónov vyplýva tiež z kvantovej pohybovej rovnice, ktorá nepripúšťa viazané stavy v prípade celočíselného spinu.

EXPERIMENT S UIONY O ENERGII 240 GeV NA SPS. Muon experiment at 240 GeV on SPS A. Prokeš Fyzikální ústav ČSAV, Na Slovance 2, Praha 8.

- 309 -

Ve spolupráci několika laboratoří /ČERŇ - SÚJV - Saclay- Mnichov / se v CERNu staví aparatura [i] , určené k provedení experimentů na svazku mionú o energiích 50 - 300 GeV na největším evropském urychlovači SPS. Aparaturu tvoří 50 m dlouhý toroidální magnet, sestávající z prstenců oceli o vnějším průměru 2,8 m. V centrální části mají prstence otvor, jim? prochází po celé délce magnetu terčík (kapalný vodík, deuterium, uhlík) . V mezerách mezi prstenci budou umístěny proporcionální komory o rozměrech 3x3 m (celkem 80 ks) a trigrovací scintilační počítače (celkem 20 ks) . Prstence budou namagnetisovány tak, že miony o stejném elektrickém náboji jako svazkové budou odkláněny magnetickým polem vždy zpět k ose magnetu, takže jejich dráhy budou oscilovat kolem osy a nebudou vycházet z magnetu. Hadrony, vyletující ze srážek, budou pohlceny a jejich energie určena v kalorimetru, sestávajícím z prstenců oceli a ze scintilátorů, proložených mezi prstenci. Ve FZÚ ČSAV byly změřeny magnetické vlastnosti řady vzorků oceli [z] a na základě těchto měření byl vybrán vhodný druh pro výrobu magnetu. Magnet a polovina proporcionálních komor se vyrábí v SÚJV Dubna. Stavba aparatury bude zakončena v tomto roce a v příštím roce se začne s jejím ozařováním. Plánuje se provedení několika experimentů, na př. zkoumání inklusivhích hluboce nepružných srážek ntonů na protonech a neutronech [i] , které, dá možnost zkoumat strukturu nukleonů a podstatně,rozšířit výsledky, dosažené při zkoumání rozptylu elektronů na nukleonech ve SLACu. Na př. jestliže ve SLACu byl maximálně dosažitelný kvadrát předaného čtyřimpulsu q 2 = 25 (oeV/c ) 2 , při energii mionů 280 GeV je tato veličina rovna q 2 = 525 (GeV/c ) 2 . Intensita svazku mionů v CERNu umožní při rozumné době ozařování určit s poměrně vysokou statistickou přesností obě strukturní funkce V^ (q ,v) a Wg (q , V) při q = 300 (GeV/c ) , vystupující ve výrazu pro diferenciální účinný průřez. Stavba aparatury byla původně schválena k provedení tohoto experimentu. Později byly zjištěny experimentální údaje o tzv. anomálii při vysokých y (kde y je Bjorkenova škálovací proměnná y s (B y - Ej(,) (E ) v interakcích ant i neutrin £33 » které

- 310 -

nelze vysvětlit v rámci standartního kvarkového modelu. Za předpokladu, 2e existuje kvark ještě těžší nežli půvabný kvark (b- kvark) , lze experimentální výsledky uspokojivě popsat. Podle analogie s J / f částicí lze předpokládat, že tento kvark a antikvark tvoří několik úzkych (b b ) stavů, rozpadajících se na dva miony ctí/* ^^U/' •• V uvedené aparatuře lze detekovat rozpady takových úzkých vektorových stavů až do hmot 20 GeV. Vzhledem k aktuálnosti problému bylo rozhodnuto provést tento experiment v prvním pořadí [4^1 a zkoumaní hluboce nepružných srážek mionů až v pořadí druhém. V tematickém plánu SÚJV je tento úkol veden jako celoústavní a FZlí ČSAV - spolu s některými dalšími laboratořemi socialistických zemi - je zařazen mezi pracoviště, která jej budou v rámci StfJV spolu řeait.

Literatura

[li [2] [3] [-0

preprint CERN (SPSC) 74-79, -103, -108, -120 (SPSC) P19 R.Gemperle a j . : Výzkumná zpráva FZt? ČSAV (1977) . R.M.Barnett : Phys. Rev. Lett. 36 0-976) 1163 preprint CERN (SPSC) 77-12 (SPSC) P19

ANTIKOMPTONOVSKÝ SPEKTROMETR ZÁŽENÍ GAMA Anticompton gamma-ray spectrometer J. Adam, B.Kracír Ústav jaderné fyziky ČSAV, Sež

V oddělení jaderné spektroskopie ÚJF ČSAV byl uveden do zkušebního provozu antiKomptonovský spektrometr, o jehož projektu bylo referováno na čtvrté konferenci čs.fyziků v Liberci [l] . Polovodičový Ge(Li) detektor je zasunut do hluboké studny (i 63.5 mm x 136 mm) velkého (j0 254 mm x 200 mm) krystalu

- 311 -

Nal (Ti) . Studna je umístěna v krystalu souse, avšak excentricky. Studované záření gama vstupuje do Ge(Li) detektoru otvorem, vyvrtaným do scintilátoru kolmo k jeho ose. Krystal Nal(Ti) je obklopen stínící vrstvou 100 mm Pb + 1 mm Cd + + 1 mm Cu. Hmotnost stínícího krytu je přibližně 1800 kg. Zasouvání Ge(Li) detektoru do scintilátoru se provádí pomocí hydraulického zařízení. Krystal Nal (Ti) je rozříznut ->odél své osy na dvě poloviny opticky navzájem izolované, takže celé zařízení xůže pracovat jak v režimu antikomptonovského spektrometru, tak v režimu párového spektrometru. Byl odzkoušen program pro počítač HP 2116 B, umožňující současná měření prostého spektra, spektre s potlačeným komptonovským pozadím a párového spektra. Krystal Nal (TI) byl zakoupen u firmy Bicron Corporation, USA. Ostatní části (elektronika, stínění, Ge(Li) detektor a hydraulické zařízení) jsou tuzemského původu, většinou vyrobeny v našem ústavu nebo v tfJV ÍSKAE. V současné době ae provádí optimalizace základních parametrů zařízení. Při prvních orientačních měřeních s Co bylo dosaženo neuspokojivé hodnoty faktoru potlačení komptonovského pozadí R = 3. Proto bylo zhotoveno skanovací zařízení s Pb kolimátorem dlouhým 80 mm s otvorem 0 1 mm, kterým byl proskanován použitý Ge (Li) detektor. Bylo zjištěno, Že má příliš silnou (6 mm) neaktivní n-vrstvu. Při použití jiného Ge(Li) ^detektoru s tloušťkou n-vrstvy 1.5 mm se faktor potlačení R zvýšil na hodnotu 5.5. Předpokládáme, že v budoucnu budeme používat Ge(Li) detektor s tloušťkou n-vrstvy ^ 0 . 5 mm a že se faktor R přiblíží hodnotě 10, které dosahují nejlepší přístroje tohoto druhu, pracující ve světě. Bylo provedeno rovněž orientační měření párového spektra Co. Při tom byl použit další Ge (Li) detektor s objecem 35 cm , rozlišovací schopností 2.7 keV pro energii 1331 keV a tloušťkou n-vrstvy rovněž 1.5 om. Linka dvojitého výletu přechodu 1331 keV doznala v párovém spektru 6 násobnou redukci, pozadí v jejím okolí vSak 150 násobnou, takže poměr l.d.v./ pozadí se zlepšil 25x. Linka dvojitého výletu přechodu 1172 keV ae v prostém spektru vůbec neprojevila, v párovém spektru byla k pozadí v poměru 1 ) 1,

- 312 -

Dále byla provedena dvě měření pozadí v laboratoři pomocí Oe(Li) detektoru. V prvním měření detektor nebyl stíněn, ve druhém měření byl umístěn v antikomptonovském krytu. Při tom přechod 1462 keV (*°K) byl zredukován cca 5OOx a jeho četnost ve vrcholu Činila cca 0.8 impulsu/lh. Kromě *°K bylo při druhém měření v pozadí zjištěno záření izotopů Th (B+C*- C**)(0.3 imp.A hod. pre přechod 2T614 keV") , Ra (6.6 imp./I hod. pro přechod 609 keV) a ^ T c s (o.6 imp.A hod. pro přechod 661 Uvedený přístroj bude tedy možné využívat i pro analýzu spekter velai slaboch radioaktivních zdrojů*

Literatura [l] Adam J«, Kracík B.,: Čtvrtá konference čs.fyziků 1, str. 311 (Academia Praha 1976 ) .

IZOCHRONNÍ CYKLOTRON ÚSTAVU JADERNÉ FYZIKY The Isochronous Cyclotron of the Nuclear Physics Institute BejSovec N jaderné fyziky ČSAV, Řež Rozvoj ^toerimentální fyziky vyžaduje soustavnou modernizaci urychlovaly techniky. Proto odpovědné orgány ČSAV schválily zakoupení novén^izochronního cyklotronu s regulovatelnou energií, který pro ÚJ^fcAV vyvinuli ve Spojeném ústavu jaderných výzkumů v Dubne u lfosWv L J, Montáž urychlovače byla zahájena v listopadu minulého rh||^. Fyzikální spuštění bude uskutoSněno koncem roku 1977. Předností cyklotronu bude jeho^ampaktnost, široká variabilita energií urychlených iontů, dostaS|£ná intenzita vnitřního i vyvedeného svazku, výborné iontooptr^é vlastnosti charakterizované vysokou aonochromatiSností a malb^emitancí ex-

- 315 -

10. Střední emltance vnějSího svazku (mm . mrad) .... 16 11. Monochromatlčnost vnějšího svazku (* ) .... 1 - 3

Literatura

[l] Aleniekij Ju.G., et al.í Izoehronnyj cyklotron s glubokoj regulirovkoj energii, preprint OUal, P 9 - 10382 (1977)

PŘENOSOVÍ SOUSTAVA EXTERNÍHO SVAZKU IZOCHRONNÍHO CYKLOTRONU ÔJF ČSAV The Beam Transfer System for the Nuclear Physics Institute of Czechoslovak Acader. of Sciences Isochronous Cyclotron V. Bejšovec, J . čajko, A.Hrdá, M.Kuzmiak, S.Palivec, š. Piskoř, J . Vícha Ústav jaderné fyziky ČSAV, Řež

Využití izochronního cyklotronu pro různé fyzikální experimenty předpokládá existenci soustavy pro přenos, formováni a monochromatizaci svazku iontů vystupujících z urychlovače, při koncipování přenosové soustavy se vycházelo z existujících prostor v budově cyklotronu, ze směru vývodu svazku a z možných rozmístění experimentálních pracovišť odstíněných od vlastního urychlovače. Iontooptické vlastnosti přenosové soustavy byly spočítány programem TRANSPORT [l] na počítači IBM 370/ /135 v tíTIA ČSAV. Pomocí rozborů průběhu profilu svazku a disperse na jednotlivých trasách byla nalezena taková konfigurace iontooptických elementů, aby bylo vyhověno požadavkům na parametry svazku v místě terče na jednotlivých experimentálních pracovištích. Schema přenosové soustavy a rozmístění experimentálních míst je znázorněno na obr. 1. Iontooptické elementy přenosové soustavy jsou dipóly (aonochromátor-MONO, korekční a odkláněcí

- 316 -

V k

'-•-•:

••{••

E3 C3

ca

C]

a-

il

8-1-

Obr. 1 .

- 317 -

magnety) a kvadrupóly, K diagnostice svazku slouží tzv. diagnostická jednotka, která obsahuje horizontání a vertikální ko-, limátor, Farafayův válec, vertikální prohlížeč svazku a stínítko pro optické pozorování svazku, Diagnostické jednotky jsou rozmístěny v různých místech přenosové soustavy. Omezování svazku kolimací je nutno, vzhledem k nežádoucímu radioaktivnímu pozadí v blízkosti experimentálních míst, provádět v počátečním úseku přenosové soustavy, t.j. přímo v místnosti cyklotronu* Nejnáročnější trasou, co se tyče požadavků na parametry svazku na terči, je trasa do magnetického spektrometru (MS) . Ukázka průběhu profilu svszku a disperze pro tuto trasu je na obr. 1. dole.

Literatura

[l] Cern 7 3 - 1 6

(l5 november 1973)

MĚŘENÍ TOKU RYCHLÝCH MONOENERGETICKÍCH NEUTRONU* Fast monoenergetic neutron flux measurements ŕ. Bém/*P. Kozma, J. Vineour Ústav Jaderné fyziky ČSAV, Řež u Prahy

Výkonné generátory rychlých neutronů se postupně stanou běžným, experimentálním zařízením jak v základním výzkumu, tak v jeho aplikacích. Široké uplatnění lze očekávat zejména při studiu vlivu intenzivních toků rychlých neutronů na technologické vlastnosti konstrukčních prvků projektovaných thermojaderných zařízení. Je proto zřejmé, že rozpracování spolehlivých a technicky dostupných metod přesného měření velikosti a spektrálního složení toku rychlých neutronů je žádoucí. Měření toku rychlých neutronů lze rozdělit na dvě principiálně rozdílné metody. Nepřímou metodu, spočívající v detek-

- 318 ci a registraci odražených Jader *He a He v producentních ^H (d,n ) *He a H (d,n ) ^He, lze použít pouze u speciálních konstrukcí neutronových generátorů [l] . Obecnější přímé metody Jsou založeny na detekci a registraci produktů reakcí, vyvolaných neutrony při interakci a vhodnými typy Jader* VSechhy dosud, užívaná přímé metody Jsou kompromisem z hlediska 1. celkové účinnosti f , se kterou se převádí počet neutronů na počet registrovaných jevů, 2. technické národnosti detekčního a registračního zařízení, 3» přesnosti určení Účinnosti. Tato veličina je závislá na přesnosti, a níž Jsou známy geometrické faktory zařízení, počet interagujících jader, účinnost detekčního systému a účinný průřez jaderné reakce. Dosud nejpřesněji je stanoven průřez pružného rozpty .. neutronů na protonech. Na principu detekce odražených protonů v objemu scintilétoru je založená metoda, dovolující dosáhnout účinnosti řádu f n ~ 10" . Jak bylo ukázáno v práci [2] , přesné relativní měření toku neutronů touto metodou vyžaduje zapojení speciálních stabilizačních obvodů a obvodů pro diskriminaci pozadí gama-záření. Absolutní měření toku touto metodou je proti relativnímu měření komplikováno tím, že v důsledku kinematických efektů je spektrum detekovaných protonů integrální a určení účinnosti proto nepřesné. Vliv kinematických efektů vylučuje metoda, založená na přímé detekci protonů, odražených neutrony z tenkého vodíkového radiátoru do vymezeného prostorového úhlu. S-použitím teleskopického uspořádání více detektorů a pomocí koincidenční metody výběru odražených.protonů z pole parazitních produktů reakcí lze izolovat spektrum protonů s rozlišením ~ 1 0 % při uspokojivé účinnosti f ' v 10 . Teleskopická metoda Je zatím nejpřesnějším způsobem absolutního měření toku; dominantním zdrojem chyby Je nepřesnost účinného průřezu n+p rozptylu (~ 2 < ) i Použití metody však vyžaduje nanosekundovou elektronickou aparaturu. Pro program experimentálního studia jaderných sil v interakcích polarizovaných neutronů a lehkými jádry byl v naäí laboratoři rozpracován teleskop, sestávající ze tří polovodičo8 vých detektorů. Nízká účinnost teleskopu f n • 10" je diktována

- 319 -

fyzikálních experimentů a pro potřeby neutronometrie může být o dva řády zvýšena. Zařízení s vodíkovým radiátorem bylo ověřeno v experimentu na generátoru neutronů Ústavu dozimetrie záření ČSAV*. Předběžné výsledky prokazují, že vedle původního určení je teleskop zařízením, dovolujícím absolutně měřit toky P n > 10 a cm* s přesností řadu 10 . Táto metody nůže být užito jako kalibrační pro potřeby pracovišť,aplikujících rychlé neutrony. Metody, založené na neutron-protonovém rozptylu, jsou přesné, vyžadují však speciální elektronickou aparaturu. V dalším ukážeme, že tičinnou, přesnou a dostupnou může být metoda , založená na registraci protonů a částic alfa z reakcí, vyvoláV

5

ft

w

ných neutrony při interakci s jádry Si v aktivním objemu křemíkových polovodičových detektorů (PVD) . V práci [2] byla tato metoda užita k relativnímu měření toku 20 MeV neutronu s účinností f n 'v 10*^ při užití tuzemských PVD. Přímý převod impulsu částic na elektrický puls umožňuje využit běžnou registrační aparaturu. Ve srovnáni se scintilační metodou spočíva přednost PVD metody v registraci impulsu obou produktů reakce (částice i odraženého jádra ) , v registrovaném spektru jsou proto dobře rozlišené linie, odpovídající excitaci jednotlivých hladin v reakcích 2 8 Si (n.alfa;) 2 5 Mg*a 2 8 Si (n,p; ") 28 A1. Lze proto podobně jako v případě teleskopické metody vyloučit efekty při určování koeficientu účinnosti. K dalším přednostem patří nízká citlivost k pozadí gama záření, miniaturní rozměry čidla a snadná energetická kalibrace pomocí alfa zářičů. Metoda PVD byla použita k absolutnímu měřeni toku neutronů na generátoru neutronů Ústavu dozimetrie záření ČSAV. V experimentu byla vyhodnocena dobře izolovaná linie odpovídající 28 25 25 reakci S i (n,alfa 0 ) M g s excitací základního stavu Mg. Výsledek se řádově shoduje s údajem, získaným teleskopickou metodou. Základním zdrojem chyby je nepřesnost určení účinného průřezu' reakce, která podlé údajů autorů. [3] činí 25 56. Zvýšeni přesnosti • rovněž korektní určení účinnosti bude předmětem naší další práce*

- 320 -

Literatura [lľj [2]

Vi ne cur J. a oat.: čtvrtá konference ča. fyziku, Liberec 1975, str. 215 . Vincour J., Presperin V.} Acta Phyaica Slovaca 25 (1975) 218 Mingay D.W., Sellschop J.P.F. and Johnson P.M., Nucl. Inatr. and Meth. 94 (1971) 497.

BRUECKNEROVSKÉ VÍPOČTY JADRA *He A KOREKCE NA TŽŽIŠŤOVf T "YB Brueckner calculations of He and corrections for the centre-of-mass motion J. Blank, J. Hořejší Nukleárni centrum MFF UK, Myslíkova 7, Praha 1 Pri použití Bruecknerovy teorie je v energii E základního stavu f celkového hamiltoniánu jádra A

v

H • Z Ti * I ij i=l

i
a ve středních hodnotách operátori (vzhledem k H1) zahrnut vliv těžištového pohybu jádra. Při bruecknerovských výpočtech pro tak lehké jádro, jakým je *He, je nutné tento vliv eliminovat. Vazebnou energii dostaneme odečtením střední hodnoty těžiSírového hamiltoniánu od S. Středněkvadratický poloměr je roven odmocnině ze střední hodnoty operátoru

2

A

' p a

' -* \i=lt i kde R je polohový vektor těžiStě jádra. Je tedy třeba spočítat

- 321 -.

dostatečně přesni nejen energii £ ale i střední hodnoty pro různé operátory 0 . Při numerickém výpočtu dostaneme jistou aproximací . Vzniká otázka za Jakých podmínek Je tato aproximace dosti přesná. Ja velmi obtížné najít numericky ověřitelné postačující podmínky. Naproti tomu nutnou podmínkou je zřejmě nezávislost ' 0 ) T p na těžišťovém pohybu. Pro numerické ověření této podfflírľjy jsme provedli bruecknerovské výpočty v oscilátorové basi se zobecneným Lipkinovým hamiltoniánem \l\ co V

= Hint + H ^ .

(2)

Zde co je frekvence určující osoilátorovou basi, oí je bezrozměrný parametr, li je hmotnost jádra a H Q M je těžišťový hamiltonián. Jelikož na o( závisí pouze těžišťový pohyb, je kriteriem nezávislosti na těžišťovém pohybu nezávislost ^ ^ TP na

o( .

•

Numerické výpočty byly provedeny s Hamada-Johnstonovým potenciálem. Výsledky pro "n uo = 15.232 MeV jsou uvedeny v následující tabulce, v níS je užito těchto označení: BE^' je vazebná energie pro £ spočtené do 3. řádu a ^ H Q H / do 2.rádu; 0 BE*- ) se liší od B E ^ tím, že je užitá nultá aproximace (" > ) X/K přičemž <'r2> je spočteno do 2.řádu; RMS ^°)se líši od R M S ^ tin, že Je užitá nultá aproximace < R 2 > -

V Í Z (1) .

0.00

-14.95

-17.60

1.822

0.25 0.50 0,75 1.00

-15.00 -14.80 -14.10 -12.70

-17.15 -16.15 -14.55 -12.80

1 ,824 1 .829 1 .839 1 .855

1.891 1 .883 1 .873 1 .863 1 .853

- 322 -

Nejjednodušší metoda eliminace těžišťového pohybu (viz nap?. fej) vede k hodnotám B E ^ a R M S ^ pro c< = 0. Vzhledem k tomu, že v okolí bodu tX = 0 závisí BE®* i B M S ^ dosti silně na o< , není tato metoda přesná. Lipkinova metoda užitá napr. v práci fj)J rovněž není přesná : berou se hodnoty ^ a R M S ^ pro <* = 1 a závislost B E ^ a R M S ^ na <* je v okolí bodu <* a i velmi silná. Je zajímavé, že pro 0 £• c< £. ú 0.5, kde BE^ 2 ' a RMS^2' praktický nezávisí na c< , dostávásw lepSÍ shodu s experimentem. Nezávislost na o< je ovšem jen nutnou podmínkou eliminace těžišťového pohybuj není tudíž vyloučeno, že podobne závisí °< i veličiny BE ^ , RMS^n) (n > 2) spočtené ve vyšším řádu teorie poruch, a že se přitom tyto veličiny liší od BE^ ' resp.

RMS (2)

Literatura

[l] Blank J.: Czech. J. Phys. B 19 (1969) , 748 [2] Kallio A., Day B.D.: Nuclear Physics A 124 (l969) , 177 [3] Úlehla I., Nguyen T. Nguyen : Nuclear Physics A 260 (l97o) 253

REAKCE

29

Si U,p)

3

°Si

Pfil ENEHGII DEUTERONU

1,1 AŽ 2,1 MeV

y

Si (,d,p) Si reaction in the deuteron energy range 1.1.- 2;1 MeV V. Burjan, V. Kroha, K. Putz Ústav jaderné fyziky ČSAV, Sež u Prahy

V oblasti nízkých energií probíhají jaderné reakce převážně přes stadium složeného jádra s resonanční závislostí účinného průřezu na energii. Pokud se hladiny složeného jádra

- 323 -

překrývají, jednotlivé rezonance mizí a účinný průřez fluktuuje kolem střední hodnoty v závislosti na energii« Analýza statistických fluktuací účinného průřezu umožňuje určit e-třední šířku hladiny složeného jádra P . Úkolem této práce bylo studovat statistické fluktuace excitačních křivek jaderné reakce 2 9 Si (d,p ) 3 0 S i . V oblasti excitačních energií 17,8 až 18,8 MeV složeného jádra 3 1 P je značná hustota hladin (střední vzdálenost hladin D ^ 0,2 kev) [l3 a je-li energetické rozmytí svazku a teké krok excitačních křivek (v našem případe bylo rozmytí svazku asi 3 keV a krok 9,3 keV) menší než P (~ 30 keV) , jsou splněny předpoklady pro vznik statistických fluktuaci podle Ericsonovy teorie [23 > Ozařování terčíků svazkem urychlených deuteronů o intenzitě 0,1 - 0,2 ,41/A bylo provedeno na Van de Graaffově urychlovači v tfJF - ČSAV v Řeži. Byly použity terčíky s isotopickým obohacením 92 * 2 9 Si ( A . E . R . E . Harwel) s tloušťkou vrstvy 25 ^ g / c m napařené na uhlíkové podložce o tloušťce 100 ^ g / c « . Emitované částice byly detekovány křemíkovými detektory s povrchovou bariérou (celkové rozlišení 25 keV, teplota detektorů - 35°C ) . Byly naměřeny excitační křivky na úhlu 90° pro skupiny protonů p 0 (základní stav Jádra 3 0 S i ) , p 2 (2,23 MeV ) , p 2 (3,51 MeV ) , P 3 4 (3,77 a 3,79 MeV) , p 5 6 (4,8i a 4,83 Mev), P10 (5,48 MeV) 'a p,, (5,61 MeV) . Excitační křivky všech skupin protonů reakce 'Si td,p) Si se vyznačují výraznými fluktuacemi. Vystředované křivky jsme reprezentovali neperiodickým Fourierovýa rozvojem [j] 1. a 2. řádu (čárkovaná a čerchovaná čára na obr* 1 ) , který zhruba vystihuje závislost střední hodnoty účinného průřezu na energii. Sestrojením autokorelační funkce

kde < > značí střední hodnoty, jsme pak určili I (viz obr.2, čárkovaná čára - předpokládaný průběh autokorelační funkce ) • Pro oba případy Fourierova rozvoje jsme dostali jisté hodnoty šířky P . Protože vypočítané rozložení pravdepodobnosti ď/č o >

- 324 -

RELATIVE UNITS

Obr. 1 .

- 325 -

nejsou dostatečně citlivá k určení, který řád Fourierova rozvoje přesněji odpovídá střední hodnote účinného průřezu, vzali jame aritmetický průměr Šířek P z obou případů Fourierova rozvoje. Tyto hodnoty jsou uvedeny v následující tabulce spolu s chybou středováhí na konečném intervalu energie. Skupina Po p

l

P2 P

3»4 P 5,6

Šířka 1 4,4 19,1 22,9 * 5,2 40,0 * 14,3

27,9 i

6,1

PlO

44,1 * 13,4 27,8 i 7,2

Pil

16,5 i

3,1

Průměrná šířka pro všechny měřené skupiny je I = 28 - 10 keV. Teoreticky odhad [4] pro Šířku hladiny složeného jádra 3 1 P v oblasti excitací 17,8 > 18,8 Me? je asi 32 keV. Literatura [l] Hodgson P.E.,: Nuclear Reactions and Nuclear Structure, Clarendon Press, Exford (1971) , s. 310 [2] Ericson T., llayer-Kuckuk T.: Ann. Rev. Nucl. Sci. 16 (1966j 183 [3J Omar H.M., Ootchar V.T., Bakr M.H.S.: Nuovo Cimento 36 (1965) 1388 [4] Asfour F., Bakr M.H.S., El-Kamhawy A., El-Tahawy M.S., FaroukM.A., Gwaily S.E. : Atoolcernenergie 24 (1974) 196

- 326 -

to

0.5

\

5AE Obr. 2.

ELEKTHOSTATICKr SPEKTBOMETR E L E K T B 0 N 8 Electrostatic spectrometer of electrons 0* Dragoun, V. Brabec Ústav jaderné fyziky ČSAV, Se2 u Prahy Elektronová spektroskopie se v tfJF ČSAV pěstuje od jeho vzniku. Studujeme vnitřní konverzi záření gama, která je jedním ze základních způsobů rozpadu vzbuzených stavů atomových jader* Výzkum je zaměřen jak experimentálně, tak i teoreticky* Zpočátku jsme se zabývali elektrony emitovanými z vnitřních

- 327 -

slupek K, L, II; v současné době se zájem soustředil na nejvyšší slupky, včetně valenčních. Spektra konverzních elektronů s energií vyšší než 10-15 keV měříme na magnetickém spektrometru řízeném počítačem [l]. Vhodném typem pro oblast nižších energií jsou buď bezželezové magnetické spektrometry, k jejichž rozvoji v posledních letech přispěla tzv. metoda ESCA (Electron spectroscopy Concerned with Applications) . V našem ústavu začne v roce 1977 pracovat elektrostaticky spektrometr ESA 12, který umožní měřit konverzní elektrony o energii 0,1 - 14 keV. Jde o zdokonalenou verzi přístrQje vyvinutého v letech 1973-75 v Ústavu jaderného výzkumu MAV v Deb'recenu (ATOIRI) ; Základní částí spektrometru je analyzátor s válcovým zrcadlem a axiální fokuzací druhého rádu. Analyzátor sestává ze dvou soustředných kovových válců, přičemž na vnější je aplikováno záporné napětí až několik kV. Jak zdroj elektronů, tak i detektor jsou umístěny na ose válců. Elektrony vyletující ze zdroje pod úhlem 42°20'vymezeným vstupní clonou jsou analyzovány elektrickým polem mezi válci. V daném elektrickém poli jsou fokuzovány jen elektrony určité energie, které se detekují kanálkovým násobičem. Elektrony se odrážejí od válcového zrcadla dvakrát, čímž se podstatně snižuje pozadí rozptýlených elektronů. Rozlišení ň E/E se mění přibližně lineárně s šířkou vstupní clony a je v rozmezí 0,1% - 1 .%> Změnou ohniskové vzdálenosti je možné rozlišení optimalizovat při dané šířce clony (tj. při dané transmisi ) .Energie fokuzovaných elektronů E je lineární funkcí napětí'U kde c = 0.562 V/eV. Vnější magnetická pole jsou stíněna dvojitou permaloyovou vrstvou, která snižuje jejich intenzitu o více než dva řády.Vákuuo ve spektro5 metru je lepší než 10" Pa a je dosahováno titanovou vývevou orbitronového typu OG - 3. Elektronika přístroje zajišťuje automatické měření elektronových spekter, přičemž spektra získaná v Jednotlivývh cyklech měření se ukládají do paměti mnohokanálového analyzátoru. Předpokládáme, že i tento spektrometr bude řízen počítačem.

- 328 -

Literatura [i] Dragoun 0,, Brabec V., Feifrlík V., Kuklík A., Duda F. Nucl. Inatr. Meth. 116 (1974) , 459

SltÍDIUlf KOZMICKŕCH LtfČOV VÍSOKÍCH ENERGIÍ POMOCOU ZEMNÉHO BLOKU, SPOJENÉHO S IONIZAČNÍM KALORIMETROM Study of high energy interactions of cosmic rays in an emulsion stack combined with ionisation calorimeter J. Dubinský, L. Just Ústav experimentálnej fyziky SAV, Košice A. J. Somogyi Central Besearch Institute for Physics, Budapest B. Baicon, M. Heiduc, S. Negau, T. Visky Institute of Atomic Physics, Bucurest J. Basina, S. Brikker, N. Origorov, L. Grigorjeva, M. Kondrateva, L. Mišenko, B. Nymmik, L. Papina, A. Podgurskaja, L. Poperekova, I. Bapoport, V. Sokolov, V. Sobinyakov, Ch. Tretyakova, L. C"ikova, V. Šestoperov, Ž. Sopenberg NIJ a 7 MOU, Moskva . S. Sugar, B. fiadra InStitút fyziky a technily, Ulán-Bátor Na umelej družici Zeme Interkozmos-6 bolo inštalované experinentálne zariadenie BFB-S na Štúdium interakcii kozmických lúčov vysokých energií s jadrami. V zariadení BFB-S sa nachádzal veľký emulzný blok vložený medzi dvoma dráhovými iskrovými komorami a spolu boli položené nad ionizačný kalorimeter. Iskrové komory boli fotografované dvojicou fotoaparátov a boli exponované iba v prípade, kej kalorimeter prevzal od dopa11 dajúcej častice energiu väSSiu ako 5xlC eV. Zo snímkov z iskrových komôr sa spravila rekonštrukcia dráhy častice v emulznom bloku, čo pomáhalo pri vyhľadávaní interakcií. Celkom sme

- 329 -

naSli viac ako 80 interakcií častíc veľmi vysokých energií. Medzi nájdenými interakciami je 17 prípadov, keď primárnou časticou bolo jadro s nábojom Z 5- 6. Pre každú interakciu jadra a jeho ťažkého fragmentu sa určoval náboj jadra metódou sčítavania pomalých o - elektrónov. V každej interakcii sme určili počet spŕškovýeh častíc n s , počet protónov a o( - častíc fragmentácie n a n ^ , počet vyparených častíc (čiernych dráh) N. a zmerali sa uhly výletu jednotlivých častíc* Energia jadra sa určovala alebo pomocou uhlov rozletu c< - častíc fragmentácie, alebo poáľa vzorca Casta^nolliho. Dolnú hranicu energie bolo možné odhadnúť aj pomocou ionizačného kalorimetra. Jednou zo základných fyzikálnych charakteristík interakcie jadra s jadrom je počet vzniknutých častíc, vzťahovaný k jednej nepružnej interakci nukleónu, t.j. veličina

kde je počet nukleónov dopadajúceho J3dra, ktoré sa zúčastňujú V v danej interakcii. Medzi nájdenými interakciami boli prípady, ke-í jadro alebo ťažký fragment v dôsledku interakcií vytvorili niekoľko o< - častíc fragmentácie, pomocou ktorého bolo možné určiť energiu E primárneho jadra. Pre analýzu sme vzali tie interakcie, pre ktoré bolo možné určiť E pomocou c*.- častíc fragmentácie. Takýchto jadier bolo v emulznom bloku 5 a spolu vyvolali 10 interakcií, v ktorých vzniklo 233 spŕškových častíc. Charakteristiky týchto interakcií sú uvedené v tabuľke č.l. Z tabuľky vidieť, že pri interakcii 67 nukleónov viazaných v dopadajúcich jadrách vzniklo 223 častíc, takže priemerný počet vzniknutých častíc na jeden interagujúci nukleón <(n > = 3.3 - 0.7. Keby Jadro-jadrové zrážky boli súčtom interakcií nezávislých nukleón-nukleónových zrážok, muselo by v analyzovaných prípadoch vzniknúť 510 častíc, t.j. v priemere ns jeden interagujúci nukleón by malo byť < n y = 7.6 í O.j častíc Analogické výsledky dostaneme i s použitím celého súboru, odhliadnuc od menšej presnosti vo výbere protónov fragmentácie. Z uvedeného výsledku vidieť, Se malý počet vzniknutých

- 330 -

Sastíc v prepočte na Jeden interagujúci nukleon nie Je výsledkom Statistických fluktuácií, ale v sebe odráža skutočnosť, že jadro-jadrovú zrážku nemožno interpretovať, ako superpozíciu nezávislých nukleón-^nukleónových interakcií. Takýto proces kolektívnych interakcií sa podľa našich údajov nerealizuje stále, ale s dostatočne veľkou pravdepodobnosťou. Tabuľka 1. Číslo prípadu

Oe V/nuk £

Z

0

£(n8-np) ž*

n

s

2vVn> pp ±

5

2084

380

6

2

2

1

2553

460

16

13

90

. 22

2952

310

8

20

95 18

14 22

132 - 18

2797

14 100

4

35 * 9

3135

170

23

-2Z

-2Ž

233

223

26 67

200 - 19 510 i 31

9

134 ± 14

Záverom by sme chceli poznamenať, že analogické interakcie s malým počtom vzniknutých častíc na jeden interagujúci nukleón boli pozorované aj v iných experomentoch. £ - energia jadra v QeV/nukleón ; 2. V r celkový počet interagujúcich nukleónov; 5 p8 r očakávaný počet spŕSkových častíc, ktoré by vznikli v "PP nezávislých pp - interakciách s enerQeV/nuk, giou Literatúra

D.] [2} 0]

Rybiclci K.: Nuovo Cimento, Serie X, 28, 1437, (1963) Abraham F. et a l . : Preprint EFJNS 65-44 Kolaborácia HC-6, Izv. AN ZSSR, ser. f i z . 37, 1386 (1973)

- 331 -

POZOROVANIE ŠKÁLOVANIA V STŘEDNÍCH HODNOTÁCH V REAKCIÁCH

•3C~p

> [£°] + X PRI 5 GeV/c

The evidence for Scaling in the Mean in the Reactions 'ft'p *• [%v) + X at 5 GeV/e J. Dubinský, L. Šándor, Š. Valkár Ústav experimentálnej fyziky SAV, Moyzesova 11, Košice G. Martinská Katedra jadrovej fyziky PF UPJŠ, Moyzesova 11, Košice Ju.A. Budagov, V.P. Dželepov, V.B. Fliagin, Ju.N. Charžejev, Ju. F o Louakin, V.B. Vinogradov, A. G. Volocíko Laboratórium jadrových problémov StÍJV, Dubna, ZSSR A.S. Kurilin, L.G. Moroz, V.S. Rumjancev Fyzikálny ústav AV Bieloruskej SSR, Minsk N.Si Aoiaglobeli, B.G. Čiladze, R.G. Salukvadze, Š.S. Šoäiašvili Tbiliská štátna univerzita, Tbilisi, ZSSR

Podľa hypotézy škálovania v stredných hodnotách [l]»(sca.ling in the mean) normované jednočasticové inkluzívne spektrá

1

d G'

1 d 6"

d ^

6* d ť

(| = p L / <ípL> , ^ - = P T / ^ P T > ) pozdĺžnych P L a priečnych pm impulzov častíc, vznikájiícich v hadrón-hadrónovjřch zrážkach pri vysokých energiách, majú univerzálnu formu, nezávislú od primárnej energie, multiplicity sekundárnych častíc, ako aj od typu častíc v počiatočnom stave. Výsledky radu experimentov potvrdili platnosť tejto hypotézy pre rôzne procesy pri energiách

vySSích ako ^ 10 GeV [l-f]. Cieľom danej práce bola previerka platnosti škálovania v stredných hodnotách pre procesy produkcia gama-kvánt a ífc°- mezónov v Of" p interakciách pri relatívne nevysokej energii 5 GeV. Za týmto účeloo sme vykonali analýzu súboru 7940 gama-kvánt (zdrojom ktorých sú v ž- 99% prípadov rozpady íí^°-oezónov) ,zaregistrovaných na základe ich konverzie na e e~ páry v metrovej propanové j bublinovej komore StÍJV. Výsledky

- 332 -

skúmania tohto súboru z iných aspektov sú opublikované v [5 J . Charakteristiky (8° - mezónov boli rekonštruované z charakteristík gama-gama párov s efektívnou hmotnosťou, ležiacou v oblasti hmotnosti áf°-mezónu [&] . Závislosť spektier gama-kvánt na multiplieite bola preskúmaná porovnaním príslušných rozložení podsúborov prípadov s rôznou asociatívnou multiplicitou sekundárnych nabitých častíc. Údaje o energetickej závislosti rozložení 1

d ľ

& "ď'ly

1

d ff'

G d ty

.

•

boli získané nepriamou cestou, riešením integrálnych rovníc popisujúcich vzťah medzi spektrami Ä^-mezónov a gama-kvánt [7J a porovnaním s analogickými spektrami „non-leading" nabitých piónov. Výsledky vykonanej analýzy, popísanej podrobne v [8 J , ukázali, že študované spektrá fltf°-mezónov a gama-kvánt sú v dobrom kvantitatívnom súhlase, s predpoveďami hypotézy Skálovania v stredných hodnotách. 1.0

Obr, 1. Obrázok demonstruje zhodu spektier pozdĺžnych (predná polosf$ra) i priečnych impulzov Or°-mezónov, produkovaných v 0C~^ interakciách pri $ GeV s funkciami, aproximujúcimi spektrá %"• meiónov % pp-interakeií v intervale energií 13-300 GeV

ti] . •

- 333 -

Vzhľadom na to, že spektrá ᣰ-mezónov a gama-kvánt doposiaľ neboli skúmané z aspektu previerky Skálovania v stredných hodnotách, výsledky našej analýzy rozširujú oblasť energií i spektrum sekundárnych častíc, pre ktoré sa Skálovanie v stredných hodnotách pozoruje* Literatúra [j.] [2] [3j [4] [5]

Dao P.T. et al.: Phys.Rev.Lett. 33 (1974) 389 Angelov N. et al.: Jadernaja fizika 23 (1976) 583 Hagman V.lí. et al.: Physica Scripta 14 (1976) 24 Laasanen A.T. et al.: Phys.Rev. Lett* 38 0-977) 1 Amaglobeli N.S. et al: Jadernaja fizika 22 (1975) 1269 Preprint SÚJV, El-9854, Dubna (1976) [6] Abrosimov A.T. et al.: Preprint SÚJV PI-10505, Dubnn (1977) [7] Kopylov O.I.,: Nucl. Phys. B 52 (1973) 126 [8] Amaglobeli N.S. et al.: Príspevok na Európsku konferenciu o fyzike častíc, Budapešť, júl 1977J publikácia StÍJV (v tlači) .

POUŽITIE RjfolOAKTÍVNÍCH TERMOMETROV PRE MERANIE VEĚH1 NÍZKYCH TEPLOT NA ZARIADENÍ „SPIN" The use of radioactive thermometers for the measurement of low temperatures on the „SPIN" facility J* Dupák, M. Finger, H.I. Fominych, V.I. Foroinych, J. Koníček, T.I. Kracíková, A. Machová, V.N. Pavlov, I. Procházka, V.M.

Tsupko-Sitnikov SÚJV, Dubna, ZSSR A.F. Schus

CHŠU, Charkov, ZSSR Z t, Janout, J* Sikovská ČVUT, Prah*

- 334 i

V posledných rokoch sa v mnohých svetových výskumných strediskách robia intenzívne pokusy a orientovanými rádioaktívnym jadrami. Z meraní žiarenia orientovaných jadier je možné získať informácie o spinoch a magnetických momentoch jadier, o forme beta-interakcie, o nezachovaní parity, určovať parametre zmesí rôznych typov multipolarít at3. Prakticky vo všetkých týchto prípadoch pre správnu interpretáciu fyzikálnych výsledkov je treba dostatočne spoľahlivo a pritom jednoducho určovať absolútnu teploiu meraných vzoriek v rozsahu od niekoľko mK do 'v 50 m^. Toho je možné dosiahnuť použitím rádioaktívnych tennometrov, ktoré k určovaniu teploty využívají! meranie asymetrie gama-žiarénia orientovaných jadier rádioaktívnych izotopov. Pre určenie absolútnej teploty vzoriek meraných na zariadení n SPIN " [l] ^ P r i experimentoch a orientovánými jadrami (150,152-154,156, l^pt f G a ) ) p o u ž i l i ródioaict:.;;c' termometer ^ Mn Ni a v niektorých prípadoch 7 Co (Fe) . Teraometer •* iín (Ni) má diskový tvar priemeru 7auE a hrúbke 0,2mm; termometer ^'Co(Pe) má obdĺžnikový tvar a rozmermi 6x2x0,1 nm - . Pre každý z termometrov bola vypočítaná teoretická závislosť asymetrie gema-žiarenia ¥ ( 6 , T ) ako funkcia uhlu e a teploty T. K výpočtom boli použité nasledujúce hodnoty hyperjemných po,lí na jadrách 54Mn(Ni). a 57 Co(Fe) : ^ (Ni) = - 32,56 T a

H Co CPe) = - 28,97 T [£] .

Pre ocenenie hodnoty demagnetizačných faktorov, bol tvar termometrov aproximavaný elipsoidami [3] . Žiarenie gama sa registrovalo dvoma Ge (j,i) detektormi pod uhlami 0° a 90° vzhľadom ku smeru vonkajšieho magnetického poľa* Korekcia na konečný priestorový uhol detekcie sa prevádzala podľa metodiky opísanej v [4] . Chyby meraných teplôt sa určovali z chýb experimentálnych veličín asymetrie s ohľadom na hodnoty teplotnej citlivosti

£w (e, T) / (í T/T) . Dosahovaná presnosť určovania absolútnej teploty rádioaktívnych vzoriek termometrom 5*Mn Ni v oblasti 10 - 20 mK v našom prípade bola 3 - 5 %»

-335 -

Literatúra i [l] Dupák J., i dr.: Tezisy dokladov 27<• soveôčanija po jadirnoj spektroskopii i struktuře atomnogo jadra, Taškent, 1977, str. 363 [2] Rao G.N.: Proc.of Int. Meeting on Hyperfine Interactions, Leuven, Sept. 10-12, 1975 [3] Osborn J.A.: Phys.Rev. 67 (1945) 351 [4] Krane K.S.: Nucl. Instr. Meth. 98 (1972) 205

STUDIUM ROZPADU

160

Tb

METODOU JADERNÍ ORIENTACE pfil NÍZKÍCH

TEPLOTXCH The investigation of Tb decay by the method of nuclear orientation at low temperature :, M- Finger, I.I. Gromova, Chan Chen Mo, J. Koníček T. K^gíková, A. Machová, B.S. Neganov, V,N. Pavlov, I. Pro-. [.M. Tsupko-Sitnikov SÚJV, DubnV SSSR A.F. Schus Charkov, SSSR R.A. Fox, W.D. Sussexská universita^

Hyperjemná interakce proN^aotopy terbia v gadoliniu byla v poslední dobi -studována v pracích [1 - 3] . Kobayashi aj. jjťj stanovili parametry hyperjemné intenakce pro slitinu Tb - Gd obsahující 10 at. % ^°Tb, avšak nezgfciumali vliv koncentrace atomů terbia na hodnoty těchto parametruNf práci [z] byly pro mikroskopické množství 1 6 0 T b v Gd nalezeny nWnoty parametrů hyperjemné interakce shodné v rámci chyb s údajLKobayashiho aj., zatímco autoři práce [3] .získali odlišné výsBtóky. při určování parametrů hyperjemné interakce mířením záření gama radioaktivních jader orientovaných při velmi nízkých teplotách,

- 336 -

jak tomu bylo v pracích [2, 3J , mohou být pozorované asymetrie silně ovlivn^ry stupněm magnetického nasycení matrice (1 - £.) a technologií přípravy vzorku. Cílem naší práce bylo studium rozpadu °®Tb orientova ného v gadoliniové matrici při velmi nízkých teplotách, proměření údajů' předchozích prací o parametrech hyperjemné intera prozkoumání vlivu dvou výše uvedených faktorů na výexperimentu. rientace jader °^Tb Gd bylo dosahováno na zařízení SPIN j_4V» Vzorky p:ro měření byly připraveny čtyřmi různými technologiemi : I Kysličník terbia byl roztaven s malým množstvím gljäolinia ve vakuu (ftř 10~* Pa) s následujícím programovaným chladnutím. (II) Ionty °°Tb vydělované na hmotovém separátom Dfcly při urychlujícím potenciálu 25 kV implantovány do gadolinWvé matrice, Nasledovalo stejné tepelné zpracování jako u vzorkťLx. Po provedeni experimentů se vzorky I a II byly oba vzorky zlQiány ve vakuu po dobu 24 hodin při teplotě 400° C (vzorky IIxV. *V ) . Koncentrace atomů Tb ve vzorcích nepřevyšovala Q,l £ Pro všechny vzorky byly^při teplotě Ä? 14 ir«K směřeny asymetrie záření gama pod úhly 0 % Ä 90° vzhledem ke smeru vnějšího magnetického pole 0,85 T. pWorovar.4 asymetrie nezávisely v rámci experimentálních chyb na ťWshnolcgii přípravy vzorku a byly přibližně dvakrát vyšší než ewťinetrie změřené Foxem aj. [3") při teplotě 9,8 (2) mK a vnějšírnipagnetickém poli 0,6 T. Z našich experimentálních asymetrix^yly odvozeny poměry směsí multipolarit S pro 14 přechodů gamaftre

By. Jako re-

ferenční hodnota byla použitá hodnota S = 0^29 (5) přechodu 299 keV ve 1 6 0 D y převzatá z práce [5] . Získané\ýsledky byly vnitřně prověřeny analýzou čistých přechodů E2. Vzorek IV byl použit k měření teplotních závis3\stí asymetrií záření gama. Analýza dat pro přechod 299 keV ukázala, že parametry hyperjémné interakce určované z tc&Lotní závislosti jsou velmi citlivé ke stupni magnetického nasycl matrice (l - £.) a méně citlivé ke vstupní hodnotě ó~ (299 Pro S = 0,029 byly získány parametry ^ H j ^ = (5,2 * 0,5) rum.* T, P = (0,91 - 0,16) X 1O" 2 5 J a L - 0,112 *> . Naše

- 337 -

lodnota ^w H ^ vede při použiti experimentální hodnoty ir Tb) = 1,685 (8) n.m (jS] k velikosti hyper jemného magnetNkého pole Tb (Gd) Hj^ = 309 (10) T, které je ve shodě s údajS^prací [l, 3J • Naše analýza však ukázala na existenci korelace\|ezi ŕitovanými parametry ^ H ^ a P. K upřesnění velikosti hypofjemného magnetického pole H j - pro mikroskopické množství t e r b ^ v gadoliniu je proto v současné době provedena podrobnejší^nalýza našich výsledků. r

Nezávislá měření m\kroskopického magnetického momentu našich vzorků provedená skupinou Dr. S. A. Nikitina z Moskevské státní university vedla pro naVů používanou hodnotu vnějšího magnetického pole k hodnotám panametru t v mezích 0,04 * 0,09* Horní mez £ = 0,09 se v rámci^yb parametrů hyper jemné interakce shoduje 8 hodnotou £• získanou v naší práci.

Literatura

[l]

Kobayashi S., Sano N., Itoh J . : J . Phys. Soík^ Japan 23 (1967) 474

[2] Erzinkjan A. L. aj.: Ž. Eksp. Teor. Fiz. 72 (&Bj) I902 [3] Fox R.A., Hamilton W.D., Warner D.D.: Phys. A 7 1716 [4J Dupák J. aj. : Zařízení pro studium rozpadu orientovaný? jader v Slíjy - zařízení „ SPIN ", příspěvek na touto konferenci. Gunther C. aj. : Z. Phys. 183 (1965) 472 Easley W.C., Barclay J.A., Shirley D .A.: Phys. Rev. 170 (1968) 1083

ZASÍZENÍ PRO STUDIUM HOZPADU ORIENTOVÁNÍCH JADER V SÚJV - ZAÍIÍZENÍ . SPIN • Facility for the study of the decay of oriented nuclei at JINR -

- 338 -

.„ SPIN " facility J. Dupék, M. Fominych, M. Finger, V.I. Fominych, J.Koníček, B.S. Něgarov, V.N. Pavlov, V.M. Tsupko - Sitnikov Spojený' ústav jadernách výzkumů,'Dubna, SSSR Z. Janout, A. Machová, J. Ota, J. Říkovská České vysoké učení technické, Praha

V Laboratoři jaderných problémů SIÍJV, Dubna bylo uvedeno do provozu zařízení určené ke studiu rozpadu orientovaných atomových jader v široké oblasti atomových - Z a hmotnostních - A čísel, založené na využití efektu hyperjemné interakce při velmi nízkých teplotách - zařízení „ SPIN " [l, 2} v SÚJV. Spojitě pracující chladící systém využívá chladící metodu rozpuštění He - He. Radioaktivní vzorek se nachází v bezorostředním kontaktu se supralekutým roztokem He - Ke v rozpcuštěeí komoře. Charakteristickým rysem chladícího zařízení 1 n SPIN " je možnost přímého vstupu do rozpouštěcí komory a možnost výměny radioaktivního vzorku v libovolném pracovnío stadiu refrigeratoru. Rychlost cirkulace 3 He v systému irůže dosahovat 5.10 mol/s . Teplota dosahovaná na vzorku v stacionárním režimu je Í4 inK, v jednorázovém režimu níže 10 mK. Výmena vzorku trvá asi 15 minut, doba chlazení vzorku z pokojové teploty na minimální teplotu jR asi 3,5 h. Magnetické hyperjemné interakce je dosahováno využitím existence vnitřních magnetických polí ve feromagnetických látkách (Ni, Fe, Co, Gd ) buzených relativné slabým vnějším magnetickým polem - do 2 T - supravodivého solenoidu, jehož směr udává směr orientace. Radioaktivní vzorky jsou zhotovovány implantací iontů do matrice z feromagnetika na elektromagnetickém hmotovém separátom zařízení JASNAPP v SÚJV a v případě nutnosti dále tepelně zpracovány. Teplota rozpouštěcí komoře refrigeratoru zařízení M SPIN " se měří pomocí odporových termometrů typu „ Speer ", teplota na vzorku se měří současným použitím některého z radioaktivních termometrůi 5 4 M n (Ni) nebo 5 7 C o (Fe) . Záření gama orientovaných jader je detekováno ve směru 0°, 90° a 180° ke směru vnějšího magnetického pole supravodi-

- 339'-

vého solenoidu Ge (Li) detektory a registrováno spektrometrickým systémem spojeným s malým počítacím strojem jako měř í c í jednotkou. Pro zpracování a teoretickou analýzu experimentálních dat ze zařízení n SPIN " byl vypracován systém programů pro poč í t a c í stroje BESM-6 a CDG-65OO v Hubne a ICL-72 a IBM-7O4O v Praze. Během l e t 1976-77 byly na zařízení H SPIN H provedeny úspěšné experimenty s radioaktivními orientovanými jádry řady izotopů terbia

Literatura

[l] [2]

[3]

Finger M., Janout Z., Říkovská J . : Acta Bolytechnica 3 (1974) 49 Gromova I . I . , et a l . t Proceedings of the International Conference on Selected Topics in Nuclear Structure, Dubna 15 - 19 June 1976, JINR D-9882, Dubna 1976, p. 51. Abstracts of the Reports to the 27 th Annual Meeting AN USSR on Nuclear Spectroscopy and Nuclear Structure, Tashkent 22-25 March 1977, pp«> : 364-6

NOVÉ TEOfíŽifľ POMERANČUKOVA TYPU

PRO TOTÁLNÍ A ELASTICKÉ

ÚČINNÉ PROŘEZ! New Pomeranehuk-1ike theorems for total and elastic cross sections J. Fischer, R<» Sály Fyzikální ústav ČSAV, Praha I. Vrkoč Matematický ústav ČSAV, Praha

Od doby,kdy Pomerančuk

[ ^ dokázal z disperzních relací

- 340 -

a některých dodatečných předpokladů, že totální účinné průřezy rozptylů částice-částice a antičástice-částice si jsou při nekonečné energii rovny, byl učiněn značný pokrok v zobecnění tohoto teorému a v zeslabení jeho předpokladů. Je známo, že 1) samotné principy lokální teorie pole nevylučují možnost, že by rozdíl ^ b ( E ^ uvedených totálních účinných průřezů byl v limitě E — > co různý od nuly ; 2) Pomerančukův teorém stanoví postačující podmínky, při kterých lirog _^ A & (E) je rovna nule, neříká váak nic o tom, jak rychle se tato limita dosahuje s rostoucí energií» Experimentální data při nejvyšších dostupných energiích (desítky a stovky GeV") výrazně svědčí nejen pro nulovost této limity,, ale i pro to, že A6"(E) klesá k nule dosti rychle, totiž jako mocnina energie s exponentem v blízkosti hodnoty - 0,5. V práci odvozujeme z principů lokální teorie pole vlastnosti antisymetrické amplitudy F (.E) rozptylu vpřed (tj. rozdílu amplitud rozptylu antičástice-částice a částice-čéstice .) v oblasti asymptotických energií. Získané výsledky ~iv.n shrnout takto : ad 1. Kdyby rozdíl á(T(E) měl při E —* oo nenulovou limitu (pro tuto možnost se užívá nepřesného označení, že „ Pomerenčukův teorém by byl porušen ) , pak pomer T (E)= Im F (E.) / / Re F CE) by musel při E -* OD splňovat velmi omezující podmínky : buď prudce oscilovat nebo ležet mezi křivkami - dť /iriE a - Qu / (2 lnE ) . Současná data nesvědčí pro žádnou z těchto možností. ad 2. Byly nalezeny postačující podmínky pro rychlý pokles A G'CE) k nule při E -*oo . Jako příklad uveďme jednu z nich: Jestliže A&(j}) nemění znamení pro všechna E nad určitým E a je splněn buď sing J A C O O • sins Re F (E) ,

E > EQ B ^Eo

pak ACTCE)

se musí chovat tak, že J A G ^ E ) -JI- konverguje.

- 341 -

Kromě toho existuje tzv. Meimanova limita {2] linig A (T(E) a je rovna nule* Tato limita znamená, že £ se blíží k nekonečnu po jisté podmnožině, v níž vůči reálné ose je • okolí E = 00 vynechána jistá množina bodu o nulové asymptotické hustotě. Dále jsou odvozeny nové horní meze pro A 6^(íL) na posloupnosti {EJJ} energií s vlastností lirn^. _^ ^ E^ = 00 . Metoda je aplikována i na rozptyl na nenulové uhly a dává obdobné výsledky pro diferenciální účinný průřez. Podrobnosti o výsledcích budou publikovány [3J •

Literatura

[l] Pomeranchuk I.Ya.: zh, Ekaper.Teor.Fiz. 3^. (1958) , 725 [2~] Meiman N.N.: Zh. Eksper.TeorlFiz. 68 (l975) , 791 [3] Fischer J., Sály R., Vrkoč I.: preprint FZU 77-8

MIKROSKOPICKÁ* TEÓRIA RADIAČNÉHO ZÁCHYTU <ľC~ NA 1 6 O Microscopic theory of the radiative pion carpure on 0 Gmitro, R.A. Sakaev, L.A, Tosunjan, R.A. Eramzhyan teoretickej fyziky SÚJV, Dubna, Moskva

Okolo roB^.970 sa trochu neočakávane; zistilo, že radiačný záchyt mezonovSfc" na jadrách môže poskytnúť nové kvantitatívne infprmácie o šÄuktúre jadra a o elementárnej interakcii Oč - nukleón. Úspech je\ŕtložený na e" sT spektrometroch s vysokým rozlišením, ktoré díl^kujú „tvrdé" gama žiarenie ( E -ý ^ 130 MeV) produkovaníTwifeakcií n aežu rozlíšiť excitácie individuálnych hladín v ľahkyfeb jadrách. Vlastný zéchytový proces prebieha z mezoatomovej orlíky, v jadre sa pritom deponuje značná pokojová hmota ( m ^ i = 137*^6 MeV) , čo otvára mnoho nových kanálov pre nasledujúci ro^pat

- 342 -

Pří. reakcii OtT s jadrom ~ 0 sa pozorovalo, že podiel 16 1 6 radiačného záchytu (kanál O {úť~ , / ) N ) tvorí R * 2.2%. Aby sme overili súčasné predstavy o mechanizme tejto reakcie, vykonali áme mikroskopický výpočet (impulzná aproximácia) £lj s použitím zbytkovéj (jadrovej) interakcie vo forme Tabakiavho realistického potenciálu. Vlnové funkcie základného ( X V ) a excitovaných ( K, kladná parita) stavov sme získali diagtenalizéciou v úplných podpriestoroch typu 2-iito (nefyzikálne^ťažiskové" excitácie sine predtým odstránili pomocou projekčnej techriky ) . Vo vlnových íuneiách. stavov zápornej parity smVuvažovali vždy 70 najdôležitejších zložiek typu Iplh (l -n «5i a 2p2h (3 "n co) . Najjednoquchäí model (lplh ) silne nadhodnocuje pravdepodobnosť radiačního záchytu - pozri tabuľku. Rozšírený model, v ktorom sme zahrnuli hore popísané korelácie typu 2p2h v základnom stave G aNťo vzbudených stavoch N, dáva výsledok R ~ 2,1 %, ktorý dobrV súhlasí s pozorovanou hodnotou, Experiment však poskytuje aVoveľa bohatšiu informáciu : histogram žiarenia reakcie, k«tfý špecifikuje príspevky jednotlivých vzbudených hladín jadra l^Porovnanie vypočíts?..ýc>i príspev~ kov s týmto histogramom potvrzuje kvantitatívny' súhlas navrhnutého modelu s experimentálny^ výsledkami* Pri zrovnaní s príbuzným procesom záchytu mezóaov £c'~ na O vynikajú najma dve charakteristická črty : radiačn:/ '~) ^lOdel

R (lplh)

J" J+

1.94 % 1.26 %

í

3.20 *

j

R X ? l h +. 2p2h) 1.2ÓV 0.90

{\ \

• 2.10 %

X

Identický model Štruktúry jadier s A = 16 sme úspešne užili aj pre kvantitatívne vasvetlenie [2] fragmentácie

'1

-343.-

^ kvadrupólovej rezonancie v 0, aáohytu (U/~ mesónov Studium štruktúry neutrálnych prúdov v slabých innepružného rozptylu neutrin na 0

Literatúra

[l] Eramzhyan H.A., Gmitro M., Sakeev>l^., Tosunjan L.A., konferenciaf Zürich, 1977 [2] Gniitro M., Tinková E., Rimini A., Weber SIÍJV Dubna E 4 - 10517 [3] Eramzhyan R.A., Gmitro M», Tosunjan. L.A.: konferencí Zurich 1977 [4] FolomesbJcin V.N. et al.: Nuclear Physics 2 26? (1976), 395

ÚČINNÉ PRIEREZY JADROVÝCH REAKCIÍ

(n.,2n) , (n,p) a

NA IZOTOPOCH SELÉNU PRI E n = 14,7 MeV Cross-sectiona of (n,2n) , (n ř p) and (n, o< ) on the oeler.ium isotopes at 14,7 MeV S. Hlaváč, I , Kibanaký, J , Fivarč, S. Tomeic Fys-iäcálny ústav SAV, Bratislava

(n, or)

reaotnons

Učinnó p r i e r e z y sa m e r a l i aktivačr.o'' «neíLodou r e l a t í v n e , •vzhľadoiB na ú í i n n é pri.ere2y r e a k c i i ( n . , ^ ' a :( r>s ?í ) ns .indi '"'AI, V;;o.rky zo s p e k t r o s k o p i c k y řistohf. •• virodnýho So r. Al bol i upi'?.:', ané do t v a r u s e n d v i í a a o ž a r o ^ v ' na NG r.ei:tror:;T.:. 3 r cue-rio-.; ]y, ,7 ~ 0,3 JíeV. It dukovaná ok' -fi fa n:.-..rale, '".-e H..;' d.'!«/. t.';.-cí! r; c i. t l i v ý a objeraoir; 6í era- -J • ňen.iľP " , ': .• ' . •/' pz i ->].;."

••"•.' ' O ' . '

• i - ll ' i " -

,'cívi ••:c' i e

í,r-u • ; T-c.'.••"".'(-'ho t o k u

retikoi i

o.: 1 '

; :

r"v".-:i.ui

-••> ' " '••.—'

- 344 V tabulce sú uvedené experimentálna hodnoty s údeje z toiaplikécie \2J . ý prierez [mbj experiment literatúra

Reakcia

™Se

(n,2n)

7in

7

(n,2n)

73

Cn,2a)

75

*Se

T6

Se

^S* 82 82

S« Se

184 Í 11

220 Í 50

Se

329 - 18

440 í 45

Se

967 i 67

944 - 65

321 t 21

125 • 680

1074 - 70

960 £ 50

1460 Í 85

1258 Í 50 .

Se

T9B

(n,2n) Se /•_ nn\ 81me (n,2a)

81

Se

(n,2n) 'TmS»<77 74

Se

Se

1 1041 - 65

865 £ 70 i

(n,p )

74

A8

155 i 24

135 £ 20

76

76

Se

Cn,p )

Aa

61,6 - 3,6

56 £ 5

78

Se

30,3 Í 2.5

22 £ 3

78

Se

Cn,p) '°As (n,c<) 75Gft

13 - 1 1,1 t 0,2

12 £ 5

^Se

Cn,c<)

7

W

.>

Na obrázku sú zobrazené namerané hodnoty ako funkcia parametra asymetrie ( N - Z ) /A. Zo systematík vyplýva, že Cn On ležia v zaěrafovanej oblasti, 61 a (?1 _ sledujú hrubo vytiahnuté čiarj*. Silnejži pokles účinných prierezov reakcií e výletom nabitých častíc a rast účinného prierezu c on možno vysvetliť rastúcou konkurenciou emisie neutrónov ao zvyšovaním relatívneho prebytku neutrónov v jadre. Nízky účinný prierez reakcie 7 4 S e (n,2n) 7 ^Se je spôsobený malou zbytkovou energiou U p = E n + Q (n,2n) (u r * 2,6 MeV ) . Vo väčšine prípadov je U r - 5 * 6 MeV. Na rovnakú energiu mSžeme účinné prierezy znormovať pomocou formúl* Blatta - Weisskopfa [3]

- 345 -

i

i

i

i

r

i

i

r


10'

(n,p) 10'

\

(".a) 10°

E.=14.7MeV

-t t 76

Zs 34; As 74 i

0.05

i

i

0.1 Obr. 1 .

t

i

i

80

78 i

i

0.15

i

82 -

i

(N-Z)/A

- 346 -

(ť °n,2n ^ tone

exp (- -

kde 6 n 9 je úfiinný prierez pre nepružný rozptyl a Q je jadrová teplota. Ak zvolíme U * 6 MeV vietky účinné prierezy le2i vyšrafovanej oblasti. * n 2n Literatúra Acta Phys. Slov,. 26 (1976) 64 [2] Boman M. a i. Handbook on Nuclear Activation Crosa-Section*, Technical report aeriea No 156, IAEA Vienna Hl«Tá6 S. a i«

[3] Blatt J.M., Weisakopf V. Theoretical Nuclear Physics New York 1953 MODEL NEUTRÁLNEHO ZÁCHYTNÉHO CENTRA Hodel for a neutral trapping center Hrivnák ctrotechnický ústav SAV, Dúbravská cesta, Bratislava Pre vyjfotot fotoionizaSného úSinného prierezu hlbokých prívesných centSr Lucovaky [í] použil aodel, v ktorom potenciálna energia, e l e n ^ n u v okolí centra je únerná Diracove j

S - funkcii*

T toato príspevku uvmajaie niektoré výsledky našej podrobnej analýzy [2^ neutrálnab^ centra a potenciálnou energiou elektrónu

£(r-O S takouto potenciálnou energiou existuje len jedfctlokalizovaný s-stav, a to za predpokladu, íe ýv„2 i. ioniiKná energia tohto stavu je %* > Íá2y| / 2m+ r 2 , priCom y., je ríHtním

- 349STREDNX V O M DRÍHA TAŽKÍCH JADIER V JADROVÝCH EUULZIXCH, OŽIARENÝCH MA SPUTNIKU HC - 6 The interaction mean free path of hevay nuclei in emulsion exposed on the satellite IK - 6 L. Just Ústav experimentálnej fyziky SAV, Moyzesova 11, Košice

Jednou z vážnych fyzikálnych charakteristík jadro-jadrových zrážok je stredná volná dráha interakcie.Sprvvili sme vypočet strednej voľnej dráhy interakcie pre jadrá v emulznom bloku z družice IK-6. V našom experimente prichádzajú jadrá z rôznych smerov, takže si definujme potenciálnu dĺžku D ako maximálnu možnú dĺžku jadrá v emulznom bloku. Potom pravděpodobnost interakcie vo vzdialenosti (x, x + dx) je daná

1 - exp (- D/ (L )

/L

kde X je stredná volná dráha interakcie jadrá. Náš experimentálny materiál obsahuje rftzne jadrá, a tak strednú voľnú dráhu jadier treba prepočítať na strednú voľnú dráhu jedného nukleónu. Keďže pre strednú voľnú dráhu protónu platí

a pre jadro

potom A.p * A j x Q£, kde Q^

Pravdepodobnosť N interakcii je daná

- 350 -

N

Íl 1 - exp (- D- Q. /T)

Použitím metódy maximálnej pravdepodobnosti, keď L = In W n , dostávame rovnicu pre fi, ktorá je

N

N exp (D.-Q. / ?l )

K

- 1

Rozvinutím funkcie L do Taylorovho radu dostaneme

Pre náš experiment sme vyberali jadrá so Z £ 10, ktorí majiS projekčnú dĺžku v jednej emulzii väčšiu ako 8 mm. Celkove sa prešlo po 859 takýchto dráhach. Z tohto súboru sa vybralo 460 dráh s interakciou, kde sa zabezpečilo, že kinetická energia na jeden nukleón je väčšia ako 1,5 GeV. Na týchto dráhach sa určoval náboj metódou súčtu pomalých o - elektrónovo Po prvej interakcii jadva v emulznom bloku nemuselo preinteragovať celé jadro, ale časť ako fragment jadra pokračoval. Tieto sekundárne jadrá, ktorých mám? 81, sme tiež analyzovali. Výsledky sú zhrnuté v tabuľke 1. Tabuľka 1

Inter- Počet príval Z

10-30 10-15 15-20 20-30

padov 460 198 220

115

SRP 16,5 12,6 17,5 21,7

hFTP 7,1 7,7 6,8 7,7

0 ,6 0 ,9 0 ,8

1

K

(HP)

22,9 20,6 22,4 24,8

1 .6 2 ,6 2 ,6 3,8

P

(HS)

t

23 ,4 6,5 8 ,4 3, 6 19 .6 7 , 1 7 , 1 2 , 6 26 , 1 12,5 8 , 0 4, 1 *

-

;

14, 4 12, 2 16, e

T experimentoch [l,2J sa pozorovalo, že pre sekundárne jadrá je stredná voľná dráha kratšia. Pre 5 prípadov sekundár-

počet prípadov 50 31 20

- 351 - • nych jadier to bolo v [l] 7 cm na jeden sekundárny nukleón a v [2] je to 14,5 * 9»5 cm na jeden sekundárny nukleón pre 19 prípadov. V [2} autori uvádzajú hodnotu pre primárne jadrá v prepočte.na nukleón 23,3 * 3,8 , ktorá sa v podstate nelíéi od dráhy, ktorú sme dostali. Z tab.l vidieť, že v žiadnom zo sekundárnych intervalov nie je význačný rozdiel medzi strednou voľnou dráhou primárnych jadier a sekundárnych jadier, či už ide o stredmi voľnú dráhu pre celé jadrá, alebo v prepočte na jeden nuklenón. Pre Pi'e celý skúmaný súbor je stredná voľná dráha interakcie v prepočte na jeden nukleón pre primárne jadrá 22,9 - 1,8 a pre sekundárne jadrá 23,5 - 6,6 cm. Z našich výsledkov usudzujeme, že nie je dôvod domnievať sa, že stredná voľná dráha sekundárnych jadier je kratšia ako pri primárnych jadrách.

Literatúra

[l] Yogoda H.: Nuovo Cimento VI (1957) , 559 [2] Friedlander E., Sprirchez M.: Nuclear Sci. abs. 15 (196i) 3457, abs. 26801

POČTU VZNIKNUTÝCH NABITÍCH ČASTÍC PRI ZRÁŽKACH V OBLASTI VYSOKÍCH ENERGIÍ Computation of Number of Charged Particles Produced in NucleusNucleus Interactions in the High Energy Range L. Just tJstav experimentálnej fyziky SAV, Moyzesova 11, Košice M. Karabová, E. Síleš Katedra jadrovej fyziky, Prírodovedecká fakulta UPJŠ, Košice

Pri štúdiu nepružných interakcií relativistických jadier

- 352 -

He 4 8 C 12 [lj bolo konštatované, že multiplicita nabitých generovaných častíc n c h je úmerná počtu interagujúcich nukleónov, primárneho jadra. Preto pre výpočet rozdelenia multiplicity n n v nepružných interakciách relativistických jadier s jadrami sme použili štatistický model s týmito predpokladmi: 1. Jadro jadrovú zrážku aproximujeme ako superpozíciu niekoľkých nukleón-nukleónových (N-N) interakcií. Výsledná multiplicita generovaných častíc pri jadn jadrovej zrážke je potom daná súčtom multiplicít jednotlivých N-N interakcií. 2. Počet nukleónových dvojíc, ktoré pri zrážke interaguiú, závisí od prekrytia jadier pri interakcií. Predpokladáme, že počet interagujúcich dvojíc pri danej vzdialenosti centier jadier má binomické rozdelenie. 3. Stredná multiplicita v N-N interakciách je závislá podľa [2] len od energie interagujúcich nukleónov. n Q h = 1.17 + 0.3 lg s + 0.13

(lgs)2

jej disperzia sa podľa [3] rovná D = 0.565 (^nCh^ ~ ^ a rozdelenie n . je dané vzťahom Czyzewskeho a Rybického [4 3 • Za týchto podmienok bol vypracovaný program pre výpočet multiplicity nabitých generovaných častíc v jadro-jadrových interakciách, ktorý uvažuje primárne jadra rôznych nábojov a energie. Pre každú jadro-jadrovú zrážku sa počíta počet interagujúcich nukleónov. Multiplicita sa určuje pre každú N-N interakciu zvlášť. Program sme použili na výpočet multiplicity nabitých častíc, generovaných v nepružných interakciách jadier.uhlíka s hybnosťou 50 GeV/c s jadrami fotoemulzie. Výpočet bol spracovaný na počítači MINSK 22. Získané výsledky sme porovnali s experimentálnymi hodnotami, ktoré boli namerané vo fotoemunziach NIKPI BK-2, exponovaných na synehrofázotróne v Dubne jadrami uhlíka s hybnosťou 50 GeV/c. Na obr.l je rozdelenie multiplicity, nabitých generovaných častíc v 854 nepružných interakciách jadra G 12 s jadrami fotoemulzie a rozdelenie vypočítané podľa štatistického modelu. Ďalej bolo vydelených 420 interakcií, v ktorých .bolo detekovaných viac ako 6 fragmentov terčového jadra (Nj> 6) , čiže interakcie na ťažkých jadrách emulzie Br a Ag. Experimentálne

- 353 a teoretické rozdelenie n . v týchto interakciách je na obr.2.

Obr. 1. Rozdelenie multiplicity nabitých generovaných častíc v nepružných interakciách jadra C 12 s jadrami fotoemulzie. Predpokladáme, že rozdiel medzi oboma rozdeleniami v oblasti . vyšších hodnôt n c n je spôsobený tým, že vo výpočte neuvažujeme násobnú interakciu primárneho nukleónu v terčovom jadre. Tento proces je pravdepodobnejší u ťažších jadier, kde ako , vidieť 2 obrázkov, je väčší rozdiel medzi experimentálnymi a'teoretickými hodnotami. Stredná multiplicita nabitých generovaných častíc je < n c h > = 7,65 - 0,24, teoretická hodnota

. - 354 < n c h > * 8,6 X 0,9 a pre interakcie * N^ > 6 < n c h > « = 11.39 - O,35» teoretická hodnota S 11.1 * 1.0 •

Obr* 2. Rozdelenie multiplicity nabitých generovaných častíc v nepružných interakciách jadra C 12 a ťažkými jadrami fotoemulzie. Dobrá zhoda.experimentálnych a teoretických hodnôt nám dovoľuje konštatovať, £e v prvom priblížení' môžeme jadro-jadrovú interakciu pri vysokých energiách považovať za sumu jednotlivých N-N interakcií.

- 355 Literatúra

Ll] [2] [3] [4]

Spolupráca BDKLTY : Soobščenija O U a l (v tlači) Albini a i. : Nuovo Cimento 32 A, (1976) 101 Wroblewski A.K. : Preprint JFD (72) 6 Varšava (1972) Czyzewaki 0., Rybicki K.: Report 703 /PH, JHP, Krakov (1970)

CHEMICKÉ" ZLOŽENIE JADIER PKŽ REGISTROVÁNÍCH NA SPUTNIKU INTERKOZMOS - 6 Chemical Composition of Primary Cosmic Ray Nuclei Registred on Intercosmos - 6 Satellite L. Just, K. Kudela lístav experimentálnej fyziky SAV, Moyzesova 11, Košice

Interkozmos-6 bol nízko-orbitálny sputnik,pohybujúci sa na takmer kruhovej dráhe so sklonom 51°. Po 90 hodinách letu, ke3 boli jadrové emulzie ožiarované primárnym kozmickým žiarením, mäkko pristál. Na viac ako 10 % dráh primárnych jadier (berú sa iba jadrá so Z > 10 a s kinetickou energiou Ej, > 1.8 GeV/nukl) bol v časti emulzie'vyhodnocovanej na ÚEP SAV (asi 1/8 celkového objemu emulzie) určený náboj. Na obr.l je nábojové zloženie analyzovaných prípadov* Ak uvažujeme geomagnetické obrezanie, môžeme celkový počet jadier a nábojom. Z > 10 dopadajúcich na 1 cm 2 emulzie z priestorového uhlu 1 ster počas letu vyjadriť rovnosťou :

N Z = T Z .J* (8GeV/n) + ^ 5 . 1 4 G v [4 (1.8) - jj (e)] 8

+

j" 4 W * W • «^c 1.8

kde T z ,

TJK5 # ;JA

, T (i^) - sú celkový čas expozície, čas Iceô

- 356 družica bola v miestach s prahovou rigiditou pod 5.14 GV, a doba, po ktorú družica bola v oblasti rigidit odpovedajúcich kinetickým energiám na 1 nukl.Ej,, Ej, + J diferenciálně a integrálne spektrum jaZ fc * Ž \ ) dier PkŽ s nábojom Z* N 50 45 40

35. 30 25 20 15

n

10 S -r— 15

i—i—i—i—

20

O-R- 25

i

i -

28

Obr. 1. Pre výpočet T bol pripravený program, v ktorom sa uvažuje model rigidit uvedený v [lj. Hodnoty díferenciálneho spektra kyslíka boli získané z absolútneho toku týchto jadier pri energii 1 GeV/nukl [2] a veľmi presného určenia tvaru spektra v 2 56 oblasti 1 + 5 0 GeV/nukl., ktoré je dané závislosťou K.E" * * *0.02 j^-j # p r e kinetické energie v intervale 2.5 - 90 GeV/nukl sú v práci {V3 určené pomery zastúpenia jednotlivých jadier

- 357 so Z > 1 0 k počtu jadier 8 C 1 6 na vrchole atmosféry. Ak zohľadnime tieto merania a dráhu družice IK-6, dostaneme po normovaní k celkovému počtu jadier pre očakávané počty jadier v jednotlivých nábojových skupinách hodnoty uvedené y tab* 1 (označené PKŽ) •

Z

NQ

1Í

M

«

12

PKŽ

11.4i 4.8

57.6i 6.6

IK-6

12

30

A l

13

a7i5.0

11

«

VH 15-24

Fe gr 25-28

492 Í&8

37.5*10.6

3S5ÍSJB

36

155

2

S l

V porovnaní s nameraným rozložením jadier vidíme značné zvýSenie počtu jadier v oblasti Z * 15-24 v porovnaní a PKŽ a veľmi malé zastúpenie skupiny Fe, ktorá je » PKŽ pomerne silná. Tieto výsledky ukazujú na značnú fragmentáciu jadier skupiny FE a prevdepodobne ťažších jadier, a transformáciu nábojového zloženia PKŽ v materiále, ktorý bol umiestnený nad emulzným blokom* Literatúra \l\ Dorman L.I»: Geophysical and Astrophysical Aspects of Cosmic Rays, Prog, in elementary and cosmic ray physics, vol. 7, N.Holland, Amsterdam. 1963 \f\ Garcia-ttuňoz If., Mason G.K., Simpson J.A., W«f«l J .P.: Proc. 15. 1CRC, Plovdiv, Aug. 1977, OG-1, p.23O [3] Leznitk J.A., Webber W.R., Kish J.G., Simpson G.A.: Proc. 15 ICHC, Plovdiv, Aug. 1971, OG-1, p-243

- 358 NEPRUŽNÉ* INTERAKCIE RELATIVISTICKÝCH JADIER Ht 4 a C 12 S JADRAMI FOTOEUULZIE Inelastic Interactions of Relativistic Nuclei in Emulsion Spolupráca Bukureäť-Dubna^oskva-Iieningrad-Košice-Taskent-Varäava H. Karabová, JJlichalčák, E.SÍleš 1* S.P. Bannik, A* El-Nagy, O.D. Pestova, D.A. Salomov, G.S. gabratová, II. Serif, K.D. Tolstov 2. II. Heiduc, S. Negau, A. Marin 3. M.I. Adamovič, M.M. Cerňavskij, S.P. Charlamov, V.G. LarionoTa 4* V.A. Bakajev, L.D. Bogdanov, B.V. Qubinskij, V.I. Ostroumov 5« V.G. Bogdanov, N.A. Perfilov, V.A. PljuSčev, Z.I. Solovjeva 6* R.A. Bondarenko, K.G* Guljamov, S. Nasyrov 7* G.M. Cernov, K.G. Gulamov, L.N. Sve&nlkova 8. E. Skrzypczak, E. Sonert Katedra jadrovej fyziky PF UPJŠ, Moyzesova 11, Košice 1. Spojený ústav jadrových výskumov, Dubna 2. Centrálny ústav fyziky, Bukureôť 3. fyzikálny ústav AN ZSSR, Moskva 4* Leningradsky politechnický inštitút M.I. Kalinina 5, Rádiový ústav AN ZSSR V.G. Chlepina, Leningrad 6* Ústav jadrovej fyziky AN UzSSR, Taškent 7* ryzikálno-technický ústav AN UzSSR, Taškent 8. Varšavská univerzita, Variava Nepružné interakcie relativistických•jadier sme átudovali na fotoemulziách NBCFI BR-2, ktoré boli v Dubne exponované & časticami a jadrami uhlíka s hybnosťou Í^. 4.2 GeV/c.nukleón. Bolo detekovaných 4028 interakcií <X Sastic a 2468 interakcií jadier C 12. Stredné volné dráhy nepružnej interakcie sú <íl (<*)> * 19.5 * 0.3 ca a - 13.7 i O;3 cm. Stredné hodnoty multiplicity rôznych typov sekundárnych častíc v interakciách protónov [ťj , o( častíc [2] a jadier C 12 • hybnosťou na nukleón #1? 4.2 GeY/c sú v tabuľke. Vidieť, 1* rastom hmoty primárneho jadra rýchle rastie počet relativistických s častíc a počet šedivých g častíc, zatiaľ čo

- 359 - ' počet najpomalších b častíc klesá. Ťažšie primárne jadra teda viac rozrušujú terčové jadro. Multiplicitu sekundárnych častíc sme študovali v závislosti od počtu nukleónov primárneho jadray ktoré interagovali a terčovým jadrom. Odhad tohto počtu •^ sme zlákali pomocou celkového náboja Q fragmentov primárneho jadra, H. ^ 12 - 2 Q. Rozdelenie nepružných interakcií podXa Q je pomerne rovnomerné. Na obr. 1 je ukázaná závislosť stredných -ultiplicít s,g. a b čaatlc na Q. Rastom hmoty primárneho jadra rýchle rastie počet generovaných častíc, rastie 20 ' však i počet fragmentov terčového jadra. Rastom počtu f ""S ' nukleónov primárneho j_ i £- a jadra rastie tiež po-

I r f

10T

1

r I

I * T * {f

i I

Í $ t

1 Obp# 1

čtt

i" h

2

3

*

S

1 f •

interakcií, v

ktorých detekujeme nabitý fragment primárneho jadra- tsv. fragmentačné interakci*. Z interakcií oí častíc bolo ^ 60 % fragmentačných, zatial čo v uhlíkových • interakciách ai 90 %• Interakcie, kde nedetekujeme nabitý fragmemt primárneho jadra nazývame cen ft trálnymi. Stredné hodnoty multiplicity ganeroad <^ng (ot) ý > 5.32 t

* vaných čaatíe v centrálnych zrážkach t 0,14 a < n a (C) > • 18.2 t c.8 . Po oprava na interakcia a neutrálnym fragmentom, ktoré spadajú

medzi centrálne, je stredný počet imeragujúcich nukleónov K ± (of) =3.67 a ^ (C) = 11.67 . Stredné multiplicita na 1 interagujúci nukleón je prakticky konštantná (l.45 - 0.04 a 1.56 - 0 . 0 7 ) a blízka hodnote strednej multiplicity v protón jadrových interakciách * 1.6 - 0.1 '

a,

p, A

o(, A

A

C, A

n8

1.6 t

0,1

3.1 Í

0.1

4.4

-

0.1

7.9 -

0.3

ng

3.6 *

0.1

2.3 *

0.1

4.7 i

0.2

6.1 Í

0.3

^

5.7 * 0.2

-0.1

4.7 -

0.2

4.4

i

0.3

5.3

Literatúra [l] BaraSenkov V.S., Tonejev V .D.: M Vzaimodejstvia vysolcoenergetiteskich jader s jadrami ", Moskva, Atomizdat (1972) [2] Spolupráca VDGKLMT Soobšôenija OIJAI, Rl-8313, Dubna(1974)

DIFRAKČNÍ ROZPTYL DEUTERÓNOV S HÍBNOSÍOU 9.38 GEV / C NA JADRXCH FOTOEMULZIE Diffraction scattering of deuterons with 9.36 GeV/c momentum in nuclear photoemulsion H. Karabová, S. Vokál Katedra jadrovej fyziky PF UPJŠ, Koyzesova'll, Košice Experiment sa robil na fotografických jadrových emulziách typu NIICHHI BR-2, ožiarených svasskom deuterónov s hybnosťou 9*38 QeV/e na synchrofázotrone LVE SÚJV v Dubne. Celkove sa našlo 87 prípadov rozptylu na malý uhol. Meraním hybnosti sekundárna j častice f.sa určilo 49 prípadov difrakčného rozptylu

- 361 - • a 38 prípadov difrakčnej disociácie deuterónov. . Amplitúda difralcčného rozptylu deuterónov na zložených jadrách je imaginárna Sasť amplitúdy rozptylu f (<9), ktorá je vyjadrená vzťahom [2] , [3J

kde n je dané výrazom n « (m ZjZgt 2 ) / ( h 2 k ) , pričom m je redukovaná hmotnosť* Vzťah ® c & (4n ) 1 / 2 / kR udáva hodnotu kritického uhla, pri ktorom majú oba členy v (l) približne•rovnakú hodnotu* Pre hodnoty uhla rozptylu 8 - © c difrakčný člen v (l) prevažuje. Pri našej energii G e < 1.9 mrad, preto môžeme príspevok coulombovakého rozptylu k amplitúde pružného rozptylu deuterónov na jadrách pre 9 ~ 4 mrad zanedbať. Nami určená hodnota účinného prierezu difrakčného rozptylu na uhol & • 4 mrad je 6 ^ (4 - 29 mrad) * 20.2 - 3.2 fm • Po aproximácii diferenciálneho účinného prierezu v oblasti velini malých uhlov rozptylu sme dostali pre účinný prierez difrakčného rozptylu hodnotu G£ * 30 Í 5 fm 2 . V práci [l3 bol zmeraný diferenciálny a integrálny účinný prierez difrakčného rozptylu deuterónou s hybnosťou 2*43 GeV/c na zložených jadrách fotoemulzie Gl n * 80*5 --10.3 fm 2 .

Porovnaním výsledkov oboch prác môžeme konštatovať : V oblasti hybností 2 - 9 GeV/c rastom energie účinný prierez pružného rozptylu klesá a zmenšuje sa aj difrakčný uhol. Z hľadiska optického modelu rastom energie stáva sa jadro priezračnejii.. > Pomocou apŕoximovansj hodnoty amplitúdy rozptylu v bode © • 0 a použitím optického teorému možno určiť totálny účinný prierez 6 ^ 3 * 1 2 4 fm 2 . PO odčítaní účinného prierezu reakcií &T - 81.4 - 1.7 fm 2 z práce [4] sa účinný prierez (kto-

- 362 rý je eúčioa účinných prierezov troch kanálov) rovná

V naiej práci sat detekovali aj disociáciu deuterónov •eranía hybnosti sekundárných Sastlc. tfeinný prierez diaociácie v uhlovou intervale 4 - 2 8 nrad je ô ^ Í 8 = 9«5 - 3 . 2 fn 2 . Fodla práce [sj je počet fragmentov deuteronu s uhlom rozptylu T uhlovoa intervale 0 - 4 nrad zanedbatelný, takže môžeme účinný prierez disociácie v tomto intervale zanedbať a predpokladane 6' d i g (o - 28 urad) Äŕ 10 fm 2 . Ak zanedbané účinný prierez oálo pravdepodobného rozptylu na velký uhol 6 1 , potom, pre účinný prierez difrakčného rozptylu dastanene hcrtnotu G^ ^ 33 fm , čo je v dobrej zhode • naai určenou hodnotou 6^ * 30 i 5 f a 2 . Literatura [l] [2] [3] [4] [5]

Karabová H. : Dizertačná práca, Koěice 1971 Akhieser A.I., Sitenko A.6. : Phys. fiev. 106 (1957) 1236 Frahu W,E., Venter B.H. : Annals of Physics 24 (1963) 243 Bogačtv N.P. o dr.: PI - 6877, Dubna 1972 Azinov S.A. i dr.: Izveatija Akademii nauk UzSSR 2, 1973

tteSENÍ TRENSPORTNÍ ROVNICE V RCVINNÉ REAKTOROVÍ KRÍŽI S VYUŽI. TÍM FLOCQUETOVY TEORIE The solution of the transport equation in a plane reactor lattice by Flocquet theory M. ICheilová Katedra fyziky fS VUT Konevova 131, Brno -

- 363 při řeáení úloh z oblasti fyziky jaderných reaktoru se často vyskytuje problém řešeni transportní rovnice. Transportní rovnici je možné převést na soustavu nekonečně mnoha diferenciálních rovnic, kterou lze řešit v konečných PN~přiblíženích. V deskové reaktorové mříži bude mít tato soustava periodické koeficienty a její řešení můžeme tedy získat s využitím Flocquetovy teorie. Uvažujme mříž složenou z destiček paliva a moderátoru, jejichž konečným rozměrem je jejich tlouštka (obr.l ) .

pcuivo CO

buňka

moderátor

Obr. 1. lířlž rozdelíme na buňky způsobem naznačeným na obr.l. Hledané řešení následující soustavy N + 1 diferenciálních rovnic s periodickými koeficienty v mříži skládající se z nekonečně •noha buněk. (• + 1 ) t^x

(x) + . í ^ (x) • ř B (x) . (2« + l) .

(!<*)-b. (x>) -O ,

•

z £ (- (B, oo); • « 0,1 i

N , f„4 (x) • O ,

W

*• W *-1 | J f ^»^ P» \

(x • vú) • b B (x) ,

f ( x | ^ ) j * diferenciální hustota toku neutronů, ostatní vt»

- 364 ličiny mají obvyklý význam. V případě lichých přiblížení (N liché) lze převést soustavu (l) na normální tvar f'(x) = A (x) . í (x) kde f (x) s

o( :i(x) jsou po částech spojité reálná funkce reálného ar* gumentu a platí °^ÍJ( + **>) = ^ i j k ) » tu > 0 , x 6 (- w, oo) , i,, j, = 1, . . . N + 1. Katice P(x) - (l^Cx) ... f * W ) ,kde f«J(x) , j = 1, .. /, je / libovolných řešení rovnice (2) a platí f J (o) = C J t splňuje maticovou diferenciální rovnici X

F{x) = A ( X ) P ( X ) . . (3) Je-li e multiplikátorem rovnice (2) , lze najít řešení této rovnice takové, že platí f ( x + uí) s ^ f ( x ) . Toto řešení má tvar ř(x) = % (x) C , při ôemž ^ Cx) je matricant rovnice (3) , C je charakteristický vektor matice monodromie y (00) příslušný multiplikátoru O • Fyzikální význam mají pouze dva komplexní multiplikátory tvaru j > I / n = cos 1? i i sin iP , při čemž p = - 2 j ~ je celé 2íslo , ^ C4) odpovídající ohraničeným periodickým řešením s periodou p : x+k w) - sin k V (^(x) + ReC^ x^Cx) + ... Itoc{flx*"1(xi) cos k ^(lmc| f^Cx) + ... ImcJ^ř^^x)) , (5) n

ř(x+ku))= coek ^ ( x ) * Reclf 2 ^) + ...

H a o j ^ x * 1 íx)) -

- sin k V kde ReC?, resp. ImC?, i = 2,... N+l, značí reálnou, resp. imaginární část i - té složky charakteristického vektoru C 1 , ( ř 1 ^ ) ... f^Cx)) = txi . Důležitou roli hraje perioda těchto řešeni, neboť její polovina

- 365 udává kritický rozměr konenčné (t.j. skládající ae s konečného počtu buněk) mříže* Za řešení soustavy (?.) v této mříži považujeme řešení (5) (resp. (6)) v jedné polovině periody, ve které nabývá kladných hodnot. Metoda byla číselně prověřena při výpočtu kritického rozměru deskové reaktorové mříže v P - - přiblížení

Literatura

[ť] Jakubovič V .A., Staržinskij V .i/U : Linějnyje diferencialnyje uravnlnija s periodičeskimi koeficientami, Moskva 1972 [2] Kheilová K, : ve sborníku Knižnice odborných a vědeckých spisu VUT 1975 svazek A - 8, str. 53

O URČOVANÍ PARAKETROV HYPERJEKNEJ INTERAKCIE Z EXPERIMENTOV S ORIENTOVÁNÍMI JADRAlál On the determination of hyperfine interaction parameters from psriments with oriented nuclei T.n^Cracii-:ová, A. Machová, I. Procházka jadrových výskumov, Dubna, ZSSR

Experimentálne hodnoty asymetrie gama-žiarenia rádioaktívnych jadier orienítoaných silným magnetickým poľoa vnútri feromagnetickéj matrice p^i velmi nízkých teplotách, aú výrazne závialé od technologi^wrí pravý vzoriek « sta atupni nasýtenia matrice [l»2] . Tejto eNĺpcaosti sa Často nevenuje dostatočná pozornosť pri určovaní pk^esetrov hyperjtaného rozstepenia s merania teplotnej závial^ti aaysetrie -žiarenia. Parametre hyperjenného •agnetiÄáho (X * ^ • elektrického kvadrupÄlového (Y ! p ) rozlteplnia M svyčajne stanovujú ainimalizáciou '

- 366 -

x L kde teoretickú závislosť asymetrie na teplote W (X,Y,TJ , možno vo väčšine prípadov zapísať v tvare [l] k

(X,Y,T) = 1 + (l - 3<0 U ^ Q g B g C X ^ . T ) P g (cos 6 ) + + (l - 1O£)U 4 A 4 Q 4 B 4 (X,Y,T) P 4 (cos 6) .

(2j

Pri tom^ prístupe sa uvažujú iba chyby 6*1,. experimentálnych hodnôt asymetrii I?*15. Teploty T? x p , merané nezávisle rádioaktívnym teWometrom sú považované za presné veličiny, hoci sú vlastne určované z experimentálnych hodnot asymetrie gama-žiarenia rádioaktívneho termometra. Okrem toho, ako ukázali naše analýzy [3j\hodnoty fitovaných parametrov X, T sú citlivé k vstupným ho note stupňa magnetického nasýtenia matrice (1 - í ) . V tomto príspevku predkladáme p\stup, ktorý zhora uvedené nedostatky odstraňuje. Experimentálne chyby teplôt 61. je možné zahrnúť metodou [4] , modifikácia ktorej našom prípade vedie k minimalizécii výrazu

(3) kde P ( X . Y J T ^ W Í ) iCx.Y, ^) - V± = 0 repVzentuje väzbovú podmienku pri hľadaní X? s parametrami X,Y,T^W^ a Langrasv geovými multiplikátormi A ^ . Uerania teplotnej závislosti asymetrie gamaAíarenia súčasne v aspoň dvoch nezávislých smeroch, umožňuje je určiť experimentálne hodnoty veličín s

1

Pi £ (l - 3£) U2A2B2(X,Y,T) , R d = (l - 10 £) Je zrejmé, že pomery P ^ p a už nezávisia na £ , A^« Parametre X, Y je nožné určiť linimalixác iou

- 367 -

2

N (-("T, - T?*1? ) d

(P. - ľ?

)d

(R. - R?*? )

/c x r — _ — « . — . _ —+ — - - ^ — --1

T

P

i

H

i

J. O (X,Y,Ti,Pi,Tp,Pp) + 2 A-J. H

z

+

i

)L (4)

ii podmienkami v tvare : . _ P,

H

X

B, (X.1

o ,

R. R. B- (X,Y,T4)

-.PV ,Pr) = -i - - 4 7--"-~

K numerickéirt^ieíeniu úloh (3) a (4) bol nami vypracovaný systém programové

Literatúra [l] Berglund P.M., at al.: J.Lfl^Temperature Phya. 6 (1972) 357 [2] Reid.P.G.E., Sott U. t Stone N . X : Hyperfine Structure and Nucleara Radiationa, North-HollaM. Aaaterdam 1968,p.719 [3] Dupák J. a j . : Studium rozpadu 6 C T _ metodou jaderné orientace při nízkých teplotách, priap\rok na tejto konferencii. [4] Ronne B.: Proc.of.the 1964 Eaatern Sehoo^^or Phyaiciata, Herceg-Hovi 1964, (CEHB 64-13) , p. 87. Deming f .£.: Státiatieal Adjuataient of Data,"!|jDhn Wiley, New Tork 1944

- 368 -

MĚSSNÍ KOEFICIENT DIFÚZE REZONANČNÍMI METODAMI Diffusion coefficients measurements by resonance methods J. Kučera ijstav fyzikální metalurgie ČSAV, Žižkova 22, Brno

K» stanovení koeficientu difúze lze užít známého vztahu D = f a V / 6 , kde f je geometrický korelační faktor, a a meziatomová vzdálenost, 9 frekvence difúzních přeskoků. Tuto frekvenci lze určit z teplotního rozšíření Kossbauerovy čáry [l-5J. Pro celkovou šířku čáry platí

exp (- A H/RP) .

,

(1)

^th «íe v ^ P o S t e i n určená korekce, f t je časový korekční faktor, f ^ je nízkoteplotní šířka čáry a APj-, je její rozšíření vlivem difúze. V práci [oj bylo rovnice (l) využito k vyhodnocení Lindseyovýeh [l] experimentálních dat naměřených pro slitiny Fe-3,5, Fe - 3,3, Fe - 1,8 at. % V. Vyhodnocení poskytlo pro homodifúzi F e " tyto charakteristiky: D0

=

( 9 « 94 -27*,29 )

c m 2 / 8

i ^ H * (261 i 11) kJ/mol

t

f m ~ (O,4091 - O,OO9o) mm/s . Souhlas vypočítaných hodnot z rovnice (l) s experimentálními hodnotami Lindseyovými je patrný z obr.l. Zatímco Lindsey uvádí ve své práci jako difúzni charakteristiku Fe-^ ve slitinách Fe-V pouze aktivační entalpii A H = (245,6 - 6,4) kj/mol, bylo možné v této práci kromě hodnot A H a D Q určit také P ^ • Ke stanovení V se vedle rozšíření líossbauerovy čáry dá použít také zúžení NMR čáry' [7,8] . při dosti vysokých teplotách [8,9j je šířka této čáry v případě slitiny AI - 4,13 at. % Ga dána vztahem r

n W •• P * + 38,92 . 106 (fga2 ) ^ D [H»] ,

)

- 369 -

U)

1| n

f3

U

\ VK.2.5

1

mm

1.1*2

©C

Obr. 1. Teplotní sivisloat leorigoTané Môasbaacrovy Sáry T téau P«-Y. ooo •xptriatntálnl hodnoty [ l ] _ _ _ hodnoty vypočítané ror. (l) . :'

- 370

-

10 N

I

~ e

•**.—:

300

400

500

600

700

—

T [KÍ

Obr. 2. Teplotní zúžení NMR Cáry j hodnoty Al x [B] f hodnoty Al - Ga tato práce.

- 371 kde PV^ je Šířka čáry nekompensovaná pohybovým zúžením. V celém teplotním intervalu pak platí modifikovaný Rowlandův vztah [7] •

(TB - P„) ««. íf - p - A ) , (3)

(T) - 0,70

v němž 1 ° je šířka čáry při nízkých teplotách,(^ je áířka čáry při velmi vysokých teplotách zmenšené o hodnotu P^~ ~ v n " Me 'T-*-oo ( r o v n i c e (3)) • Pro danou slitinu bylo na základě rovnice (2) metodou exponenciálního fitu zjištěno že pro A I 2 7 je D o = (169,7 * 7,9) . 10" 9 cm2/s , T^

A H = (44,7 - 6,0) kJ/mol,

= (843 - 60) Hz .

Při použití (3) byly metodou nejmenších, čtverců nalezeny hodnoty : D o = (724 i 337) i

. 10" 9 cm2/* ,

Ä H = (55,4 t 2,2) kJ/mol ,

O Ha ,

P n s (7377 - 5 ) Hz. Jě účelné poznemenat, že naměřená aktivační entalpie je poměrně blízká aktivační entalpi.i AH = - (53 * 32) kJ/mol v čistém Ga

[9.10] .

Literatura

Lindsey R.: Phys. Stát. Sol. (b) 75 (1976), 583 Ron li., Hornstein P.: J.Physique 35 C6 (1974), 505 Frauenfelder H.: Phys.Eev. 126.(1962) , 1065 Sorensen K., Trumpy G.: Phys.Rev. B7 Ů.973) » 1791 Knauer R.C.: Phys.Rev. B 3 {I97l) , 567 Kučera Jar., Kučera Jan : Evaluation of llSaabauer Line Broadening by Exponential Fit. připraveno k publikaci [7] Rowland T.J.: Progress Hat. Sci. 9 (l96l)„ I [l] [2] [3] [4] [5] [6]

- 372 -

[8] Stoebe T.G. et al.: Aeta Met. 13 1965 , 701 [9] Filipenský J., Kučera J.: Diffusion of Al in Al-4, 129 at % Ga Alloy. Pripraveno k publikaci* [lo] Carter A.C., Wilson C G . : Brit.J.Appl.Phys.Ser. 2 1/0-968) 515

CORIOLISOVA A A N = 2 INTERAKCE V JÄDRECH 1 6 1 p y A'1 6 3 B y Coriolis and A N = 2 interactions in By and -*By nuclei J. Kvasil, F, Štěrba, P. Holan Katedra jaderné fyziky MFF UK, Erehové ?, Praha 1

Při studiu přímých jaderných reakcí na deformovaných jádrech se ukazuje, že intensita buzení jednotlivých stavů závisí výrazni na konkrétní struktuře zkoumaných jader [1,2 ] . Při analýze je nutno vzít v dvahu vzájemnou.interakci mezi různými formami pohybu v jádře (zejména Coriolisovu [3J ) c V některých případech je struktura stavů ovlivněna i některými dalšími modelovými korekcemi, z nichž:-zvláště tzv. A N = 2 interakce mezi stavy s různým.'.hlavním kvantovým číslem N může brát mimořádnou roli. V lichých- izo.topech dysprosia jsou mezi nízko ležícími neutronovými stavy Nilssonovy stavy 1/2 + [400] , 1/2 + [&6o], 3/2 + [402] a 3/2 + [65l] [3] , mezi kterými dochází vzhledem k blízkým energiím k velmi silné Coriolisově i A » - 2 interakci. To vede k drastické změně energií a zejména intensit buzeni jednotlivých stavů a příslušných rotačních pásů. Protože jde o stavy pod Fermiho hladinou, lze očekávat jejich intensivní [buzení zejména v reakci d,t .proto byxa v rámci Bornova přiblížení s porušenými vlnami (DWBA) provedena podrobná analýza této reakce. Pro účinný průřez reakce (d,t) se započtením obou uvažovaných interakci jsme T rámci DWBA teorie získali vztah

IM

U2

3SS

I

stavy se sudou paritog

ISO-

experiment Coriolise + A N = 2 bezCoriotise,t»ez A N* 2 normováno na stav 7^ 36 •1

1(0

;

50-

i p Va'

i

..AM V2

5/J

3/2

S

JL /2

7/2

- 374 -

kde a 3 a C„, ^ jsou amplitudy neporušených vlnových funkci ve výsledné vlnové funkci, odpovídající Coriolisově a AH - 2 interakci, G j & a j ^ ^ «íe časticový účinný průřez, počítaný v DWBA teorii, V^ je amplituda pravděpodobnosti že stav v terčíkovém jádře je obsazen neutronovým párem. Obdobný vztah byl také odvozem pro reakci (d,p) [A] . Podrobná analýza, popis způsobu výpočtu a přehled používaných modelových parametrů je uveden v [4,5,61 • Výsledky pro interpretované stavy jsou ve velmi dobré shodě s experimentálními hodnotami [2,73 > jak je pro reakci Dy(d,t) ° Dy atrno z obr. 1. Obdobný souhlas byl dosažen také pro reakci 6 163 Srovnatelné výsledky byly získány i pro Nilssonovy stavy s lichou paritou [2 f 4] . Byla však uvažována pouze Coriolísova interakce, protože vzhledem ks .aaeačaérriu iPozdílu energie stavů s ^ N = 2 1ze /iN = 2 interakci piríé zanedbat. Provedená analýza umožnila interpretovat v jádrech *~° Dy a ^Dy stavy se sudou paritou a upřesnit podstatně interpretaci stavů s lichou paritou [4] •

Literatura

[l] [2] [3] [4] [5]

Hoian P.,Rozkoš M, štěrba F o : Czech.Journ.physo B 24 CL974) 395 Holan P., Rozkoš M., Štěrba F . : Czech. Journ.Phys. B 21 (1975) 963 Solovjev V.G.: Těorija složných jader. Nauka, Moskva 1971 Kvasil J . : Kandidátska práce. MFF UK, Praha 1977 Kvasil J . , štěrba F,, Holan P.: (bude publikováno}

- 375 -

[ôl Kvasil J.: Rigorózni práce, MFF UK, Praha 1975 [7] Grotdal T. a dr.: Mat.I^s.Medd.Dan.Vid.Selsk. J7 (197OJ, No. 12

MIKROSKOPICKÍ MODEL PRO VÝPOČET SPEKIEŘ OC - MEZOATOldQ Microscopical model for calculation of Qď~ mesoatomic spectra R. Mach Spojený ústav jaderných výzkumu, Dubna, SSSR

Vazbovou energii Qd~ mezonu, který se nachází na atomové or^tě s kvantovými čísly n a 1, je možné zapsat jako souel čet ene\eie Bohrova atomu Ez, a členů £^t» Pomocí £ ni jsme oznao^i příspěvek vznikající započtením radiačních korekcí a proatórového rozmazání jaderného náboje, předmětem zájmu při studiu ítezoatomů je příspěvek k vazbové energii mezonu £ f, způsobený\eilncu interakcí 3 jádrem. Díky silné interakci může být je odvozen za předpokladu, že jáa^p během (virtuálního) rozptylu (kT mezonu na nukleonech zůstává v\základním stavu |0> a že matici rozptylu fc ( E ) mezonu na vázanémSaukleonu je možné nahradit maticí rozptylu na volném nukleonu>L(E ) • V rámci daného modelu není možné rozhodnout,- jakou hodltotu 2 je třeba při výpočtu použít. Obvykle se pokládá E = EJJ^C' 0 [l~] • Takový výběr vede na čistě reálný (a galileovsky neinvariantní) potenciál U, a jehož pomoci není možné síakat sínv P n l • Imaginární část potenciálu U bývá zpravidla odvozena zN»ředstavy, že .fó~ mezon se v jádře pohlcuje na „kvazideuteronach" [l] , a s využitím účinného průřezu reakce d {& ,N) N. Takový model objasňuje jen zlomek V ^, Jiná situace vznikne, jestliže vybereme energii Ě střední kinetickou energii mezonu a terčového nukleonu

- 376 sawsaaesarassnwis

E =

CpO

(p)

/2

Již dříve jsme ukázali, že v tomto případě bude výsledný pseudopotenciál galileovsky invariantní [2 J . Vyšetřeme nyní (v bornovském přiblížení) k jakým hodnotám £**, vede uvažovaný model. Na př. pro ls stav platí

(2 VlnovéVunkce % mezonu v Bohrove modelu atomu y lB (p) ubýs vají s rostoucím impulsem pouze jako p~^, a proto značný příspevek do Updnoty integrálu dají takové energie E, pro než má matice tuL) už dosti velkou imaginární část. Je překvapující, k jak doBťému.souhlasu s experimentélnimi daty vede navrhovaná jednoduafcá modifikace pseudopotenciálu U. V tabulce jsou uvedeny vypoé né a změřené hodnoty a '^.ap r o lehká jádra

nth Is

[ev]

1

I"

574 i 4

>

1620 i 9

19V13

„. X 591 i

14\

630

145

1618

459

V současné době pokračují práce spolkne s řešením vlnové rovnice s popsanou modifikací potenciálu U.%Nicméně již předběžné výsledky obsažené v tabulce nasvědčuji \pmu, Se rozhodující příspěvek k šířce mezoatomové hladiny da^oroces pohlcení a reemise na jednom nukleonu. Aby tento mechljnismus byl dostatečně efektivní, Oď" mezon musí mít možnost v.^álit se značně ze své energetické nadplochy ŕ p ^ \lZBÍ^ E?i vyplývá z rovnice (2) , tuto možnost poskytuje Sď mezoi coulombická interakce.

- 377 .Literatura [i][2]

Krell M., Ericson T.E.O. : Nucl.Phys. Bll*Tl«
O VZBUDENÝCH.STAVOCH SÚSTAVY TROCH FEHMláNOV Excited states of three fermion system t. Majling Ústav jaderné fyziky CsAV, Řež Schrodingerovu rovnicu pre sústavu troch Častíc (najjednoduchšiu mnohočasticovú sústavu) sme riešili variačnou metodou. Ako skúšobné funkcie sme vybrali oscilétorové funkcie translačné invariantného šupkového modelu [ť] . Okrem frekvencie harmonického oscilátora Cti co) sme varirovali aj počet oscilátorových kvánt N, čo nám umožnilo určiť nielen horné hranice energií jednotlivých stavov, ale tiež odhadnúť konvergenciu takéhoto oscilétorového rozvoja. Podobná metóda sa osvedčila [2] pri výpočte charakteristík základného stavu sústavy troch nukleónov interagujúcich prostredníctvom realistického Reidovho potenciálu 8 mäkkým odpudzovaním. My sme použili jednoduchší potenciál: a. Zanedbali sme odpudivú časť potenciálu, čia sa p o d statne zlepšila konvergencia. b. Zanedbali sme tenzorové a výmenné sily, čia sa podstatne zjednodušila technická stránka výpočtov. Predpokladali sme gaussovskú radiálnu závislosť potenciálu a hĺbku potenciálnej jamy sme zväčšovali tak, aby sa vytvoril dostatočný počet viazaných vzbudených stavov. Výsledky 1. Pre dobrý kvantitatívny popis funkcii stavov diskrétneho spektra (ich energia ležia pod prahom rozpadu syattfau) atačl

- 378 pomerne malý počet členov oscilétorového rozvoja, poradie hladín zodpovedá oecilátorovej klasifikácii, pričom hladiny nie sú ekvidiatantné rozdelené* 2, Konvergencia pre vlnová funkcie stavov, ktorých energia je nad prahom rozpadu systému (patria do spojitého spektra), ná kvalitatívne iný charakter, závislosť od "n to je pomerne zložitá* Podrobnejšia analýza závialosti ich charakteristík (r , Štruktúry koeficientov oseilátorového rozvoja) od "na; a N pomohla rozlíšiť dva druhy stavov spojitého spektra. Pre jedny stavy pri rozširovaní priestoru skúšobných funkcií (zväčšovaní H) oonotonne vzrastá aj r 2 . Tieto stavy sse interpretovali ako rozptylové. Pre ostatné stavy je typické, £a pri zväčšovaní N sa ich charakteristiky (r? , Ej) „štafetovite* prenášajú na nové pri' bližné riešenia modelového hamiltoniánu. Takéto stavy sme interpretovali ako rezonančné* Spoľahlivosť výsledkov pre energie i vlnové funkcie diskrétnych stavov nám umožní previesť dôslednejšiu analýzu spektra, tvaru jadra v rôznych vzbudených stavoch, a, dúfajme, prispeje k pochopeniu mechanizmu formovania rotačných Si vibračných hladín. Okrem toho, získané výsledky použijeme pri výpočtoch charakteristík základného stavu ťažších jadier podľa metódy Baľbuceva a iíichajlova [3] • Literatúra [l] Uajling L., ftízek J., Pluhař Z., Smirnov Yu.F.: J.Pys. O : Nucl. Phys. g (1976) , 357 [2] Jackson A.D., Lande A., Sauer P.U.: Nucl. Phya. A156 (1970) , 1. [3] Balbutsev E.B., Irgasiev B.P., Uajling L., Mikhailov I. N., Řízek J.: J.Phys.G : Nucl.Phys. 2. (1976) , 681

- 379 *

VĚŠENÍ AMPLITUDY ROZPTÍLU NEUTRON-ELEKTRON Amplitude measurement of neutron-electron scattering Ju.A. Alexandrov + , L. Sedláková, B. Chalupa, R.T. Michalec, P. Mikula, M. Vrána Ústav jaderné fyziky ČSAV, Řež + SÚJV Dubna

Práce [l] je věnována studiu interakce mezi neutronem a elektronem (ne interakce) metodou difrakce tepelných neutronů na monokrystalech "olframu 186, který má malou hodnotu koherentní amplitudy jaderného rozptylu. Integrální intenzita, která odpovídá odrazu neutronů o zadané vlny A- od soustavy rovnic (hkl) , je dána vztahem 00 :

I h k l = c {(a • Zf hkl e n e ) 2 exp [- 2B(sinG/A

's7n"Tě

+

(l - f h k l ) 2 ^ 2 c t g 2 e j A h k l

f]

kde c je konstanta, a je jaderná koherentní amplituda, a n e je amplituda ne-interakce, f(uvjN je atomový formfsktor, A^io je absorpční faktor, 6 je Braggův vihel, exp [- 2B sin©/ % ) J Je faktor Debye-Wallera, ý2 ctg 2 e Je koeficient, který, zahrnuje Schwingerův rozptyl* Ze vztahu (l) plyne, Se závislost veličiny 2 f I hkl ain2e exp [- 2B (sin G/ X) W]

1

'

na tt/jjja) auaí týt lineární • sklon príaky je určen hodnotou •ne •

T práci {.1J bylo ukázáno, £e experlaentální výsledky nelse popsat lineární funkci «f nkl • jedinou hodnotou a_- pre

- 380 -

izotopické smlsl wolframu, jejichž hodnoty koherentních amplitud bi a b2 mají opačné znaménka. Byl učiněn předpoklad o tom/ Se existuje nevelký dodatečný rozptyl s amplitudou p » p (sin 6/íl) . Vezmeme-li do úvahy tento hypotetický rozptyl, můžeme vztah (l) přepsat ve tvaru : +

Z

/ h k l • ne)'+ & ' /hkl

exp [- 23 (sin 9/ V2] 0 )

S použitím vztahu (3) je možno uspokojivě popsat lineární funkci zf / U M ) s jedinou hodnotou a soubor všech výsledku experimentu, uskutečněných na monokrystalech wolframu. Pro reflexe (llO) je veličina p 2 řádu 1,5 . 10~ 3 2 m 2 , veličina a_ a = (-1,55 - 0,02) . 10 m. Pro ověření zmíněné hypotézy a dále pro vyjasnení podstaty p a pro zpřesnění hodnoty a se v oddělení neutronové fyziky ÚJF ČSAV v Řeži studují procesy difrakce pomalých polarizovaných (spektrometr SPN-100 ) a nepolarizovaných (spektrometr TKSN-400) neutronů na monokrystalech wolframu 186, které byly použity již v práci [l} . Dále jsou uvedeny předběžné výsledky těchto výzkumů. Spektrometr SPN - 100 Měří se polarizační poměr R v intervalu energií neutronů 0,06 - 1,0 eV. Při stupni polarizace neutronů blízkém k 100 % a hodnote magnetického pole, přikládaného k monokrystalu, řádu stovek oersted se polarizační poměr S určuje prostřednictvím amplitudy rozptylu takto :

Na obr.l. jsou uvedeny výsledky měření závislosti bj < 0 na energii^E : hodnota to^ se určuje z (4) . Veličina pZ£í 1,5. • 10" vc m nemá v daném případě podstatný vliv na výsledky měření v R ^ j se mění v 0,1 %, přesnost měření je téhoí řádu).

- 381- -

Výsledky měření jsou ve shodě s t e o r i í i s hodnotou b 2 , změřenou v práci [2 J použitím metody Kristiansenových f i l t r i při energii 0,0004 eV (černé bodj? na o b r . l ) . O.1O

E(eV) Obr. 1 .

V současné dobe se provádí měření R na jiném monokrystalu (b, > 0 ) . V tomto případě lze očekávat podstatně větSí vliv n

2

p . Spektrometr T.KSW « 5OO Na obr* 2 jsou uvedeny výsledky relativních měření poměru intenzit rozptylu neutronů £ l x e , kde c je konstanta, trn 1 *2 x dvou monokrystalech ( I j odpovídá b-^ > 0 , I 2 - bgX 0 ) v záv i s l o s t i na energii neutronů S. Krivka 1 odpovídá teoretickým hodnotám bez opravy na Schwingerův rozptyl, křivka 2 zahrnuje Schwlngerův rozptyl. Obě křivky jsou normovány k bodu, který odpovídá energii E * 0,075 eV. Veličina p 2 £r 1 , 5 . 1O"*2 „ 2 nemá podstatný v l i v na tvar křivky, ale míní absolutní hodnotu pomru lj/12 o 15-20 % - křivka 3 . PrVé předběžné výaledky

Obr* 2*

- 383 -

absolutních měření při hodnote energie neutronů E — 0 , 1 eV svědčí ve prospěch existence p • Literatura [i] Alexandrov J.A., Mačechina T.A., Sedláková L.H., Fykin L.E.: JaF 20 (1974) , 1190 \2] Alexandrov J.A., Koester L., Samosvat G.: JINR Dubna, 1970

' j 1

VYUŽITIE NEUTRÓNOVEJ SPEKTROMETRIE PRE DOZIMETRICKÉ ÚČELY The use of neutron spectrometry for doaimetric purposes D. Nikodémova, A. Hrabovcová, H. FulSp, P. Galan Výskumný ustav hygieny práce a chorob z povolania, Duklianska 26, Bratislava Jedným z prostriedkov dozimetrie pri Studiu biologických účinkov neutronového žiarenia je využitie detekčných systémov . pre stanovenie kľúčového fyzikálneho parametra poľa žiarenia, a to energetického rozdelenia neutrónov v danom prostredí. Ak je známy priebeh hustoty neutrónového toku v závislosti od energie neutrónov, možno absorbovanú dávku a jej rozdelenie v ľudskom tele vypočítať. Pre riešenie uvedenej problematiky sme na našom pracovisku zaviedli : a) apektrometrický syatéa využívajúci sadu aktivačných a Štiepnych detektorov, určený na detailné (hodnotenie dávok v prípad* nadexpozície ; b) mnohoguTovú apektrometriu na určenie dozimetrických charakteristík v zuieaaných n-gaaa poliach sa noraáln*J prevádzky j " ?, _ e) scintilačnu spektrometriu ako laboratórnu setódu, ktorá

- 384 -

sa vyznačuje vysokou účinnosťou a dobrou rozlišovacou schopnosťou* Základom scintilačnej spektrometrie neutrónov je registrácia odrazených protónov, ktoré vznikajú pri pružnom rozptyle neutrónov na jadrách vodíka. Ako detektor využívame u nás tekutý scintilátor NE 213. Na zníženie gama.pozadia sme použili metódu diskriminácie gama- žiarenie podľa tvaru Impulzu. Zo známeho vzťahu medzi energiou neutrónov a odrazených protónov a a experimentálne určenej závislosti svetelného výstupu scintilétora od energie protónov môžeme pomocou vhodného matematického aparátu stanoviť z amplitúdového spektra odrazených protónov spektrum rýchlych neutrónov. Metóda neutrónovej spektrometrie pomocou aktivačných a štiepnych detektorov spočíva vo voľbe vhodných materiálov, v ktorých v procese ožiarenia dochádza k jadrovým reakciám rôzneho typu. Používame zostavu 8-10 detektorov, z toho pre oblasť rýchlych neutrónov 3-4 detektory. Na základe merania indukovaných a Štiepnych aktív možno určiť spektrum hustoty neutrónového toku výpočtom. Na spracovanie experimentálnych údajov používame výpočtový postup, známy v literatúre ako kód SAND. Na preverenie metodiky sme použili podklady sady nasýtených aktivít MAAS pre spektrum zadané v rámci Medzinárodného porovnania vyhodnocovacích metód neutrónových spektier z aktivačných meraní. Ďalšie experimentálne preverenie sa uskutočnilo na reaktore IBR-30 v StÍJV v Dubne, ako aj na 2 5 2 C f ČVUT v Prahe. V oblasti nízkych dávkových príkonov a Širokých rozsahov energií používame spektrometer Bonnera, pozostávajúci zo sady detektorov vo forme polyetylénových moderátorov guľového tvaru a rozličného priemeru, v centre ktorých je uložený počítač spomalených neutrónov. Prednosťou spektrometra Bonnera je dostatočná citlivosť v intervale 10 - 1O 8 eV, smerová nezávislosť a nenáročnosť na experimentálne zariadenie* Uvedené metódy neutrónovej apektrometrie umožňujú poaocou nenáročného experimentálneho zariadenia najvhodnejšie pokryť požiadavky dozimetrie neutrónových polí.

- 385 -. 'tfčINMÉ PRIEREZY. DISKRÉTNYCH PRECHODOV V REAKClXCH A (n,2n/) NA JADRE F e 5 6 PRI ENERGII 16 - 22 MeV Gross sections of discrete transitions in reactions (ntn'y) and (n,2n^) on F e 5 6 at 16 - 22 MeV P. Obložinský, T, Polák Fyzikálny ústav SAV, Dúbravská cesta, Bratislava Mechanizmus "ý - prechodov medzi vysokovzbudenými stavmi atómového jadra zostáva v jadrových reakciách stále takmer úplne otvorenou otázkou. Rozmanitá a zložitá Štruktúra týchto stavov sa zdá dobre oprávňovať statisticky popis ich deexcitácie. Pokrok v experimentálnej technike založený na Ge(LiJ tf - spektroskopii vo zväzku neutrónov z ns impulzových neutrónových zdrojov umožnil nedávno simultánne študovat reakcie vedúce na značný počet vzbudených stavov koncového jadra [l]. Získaná experimentálna informácia je cenným materiálom pre kritický pohľad na štatistické predstavy V - emisie. Ak uvážime, že sa môžme vcelku spoľahlivo oprieť o dobrú znalosť mechanizmu emisie nukleónov i o experimentálne údaje o intenzitách prechodov v nízkoležiacej oblasti, zdá sa opodstatneným predpokladať, že rozdiely v excitačných funkciách jednotlivých diskrétnych prechodov pôjdu na účet v*- prechodov • Štatistickej oblasti* Na analýzu neutrónových dát bol doteraz vyvinutý celý rad programov [2] , avšak nami kladené kritéria spína len Stapre od Uhla a Strohmaiera [3] • Ide predovšetkým o dôsledné zabudovanie V - konkurencie vo všetkých fázach reakcie včítane možnosti plne rešpektovať txperimentálne znalosti rozpadových schém jednotlivých jadier, Salej zahrnutie predrovnovážnej emisie primárneho nukleónu a samozrejme kompletný Haueerov - Feshbachov formalizmus včítane Ifoldauerových fluktuácii. Samotný výpočet pološírok $ sa opiera o Brinkov - Axelov model pr« dipólové Žiarenie a o Weiaakopfov jednočaaticový model pre vySôie multipolarity. Silová íbsnkcia El prechodov je určená z dipólovej gigantickej rexonacéie

- 386 -

CD kde Eg je rezonančná energia, " R rezonančná šírka a O R rezonančný účinný prierez, koeficienty prechodu bariérou súvisia so silovou funkciou ako

Pri analýze reakcií (n,n'^) a (n,2n^>) na jadre Fe* sme hustoty hladín počítali v rámci posunutého modelu Fermiho plynu s parametrami doporučenými v práci [43 > rozpadové schémy sme

vzali z práce [5} .

Excitačné funkcie pre niektoré prechody sú znázornené na obr. 1. Čiary 846.7 a 1238 keV prislúchajú reakcii (n,n' y?)t ostatné (n,2n^) . Rozbor dosiahnutých výsledkov vedie k záveru, že excitačné funkcie zodpovedajúce prechodom na základný alebo nízko vzbudený stav oveľa lepšie súhlasia s experimentom v porovnaní s prechodmi medzi vyššie vzbudenými hladinami (napr. 1224 keV ) . Kým nízkovzbudené hladiny sú sýtené V - kvantami z vyšších a dobre známych diskrétnych hladín, zatiaľ vysoko vzbudené hladiny sýti „kontinuum", o ktorom máme len hrubé štatistické predstavy. Toto indukuje nutnosť spresniť predstavy o.elektromagnetických prechodoch medzi vysokovzbudenými hladinami jadra, avšak dosiahnuté výsledky naznačujú, že štatistický model môže oprávnene pretendovať i na popis jadrových 1 eakcií vedúcich na diskrétne hladiny jadra. Literatúra [l] Prokopec G.A. a spol.: Jadr. Fiz. 20 (1974) 1096 a súkromné zdelenie (l977) [2] Schmidt J.J. : Report INDC NDS - 73/1, IAEA Vienna (1976) Uhl II., Strohmaier B.: Strape, NEA Computer Program Library

- 38? - • [4] Dilg W. et.al.: Nucl. Phys. A 217 (1973) 269 [5] Lederer C M . a apol.: Table of isotopes, Sixth edition (1968)

•ícr-tIS

46

-if

it

^

20

%i

22

Obr. 1. Excitačně* funkcie z reakcie Fe' + n. čiary 846,7 a 1238 keV prislúchajú reakcii (n,n'^) , ostatné

- 388 SCINTILAČNÉ* POČÍTAČE TERMÁLNÍCH NEUTRÍOV The scintillation detectors for the thermal neutrons J. Oravec Katedra jadrovoj fyziky PFUK, Mlynská dolina, Bratislava

Možnosť detekcie neutrónov z pulzných zdrojov neutrónov, ako sú IBR-2 Dubna (^ 10 * n/s) a Rutherfordovo laboratórium v Oxforde (/^ 10 n/S ) , ktoré dávajú v difrakčnom piku 10 - 10 n/a, sa stáva problémom použitie plynových detektorov. Plynové detektory majú dlhé výstupné impulzy a taktiež veľkú mŕtvu dobu, čo nedovoľuje dosiahnuť požadovanú presnosť v experimente. Tento problém sa dá odstrániť použitím scintilátorov. Štandardné scintilátory pre detekciu termálnych neutrónov sú Li-ZnS, ktorý má 1. - 10 (Ws dlhý scintilačný záblesk, LiCe, ktorý má 100 - 200 ns, avšak tieto časy sú tiež pomerne dlhé. Tento problém sa dá riešiť použitím plastického scintilátora, ktorého scintilačný záblesk trvá len 1 - 3 ns v kombinácii s neutrónovým konvertorom. Pri mŕtvej dobe 1 % a početnosti neutrónov 10 /s s okamžitým vzrastom početnosti na 10'/s dĺžka pulzu. nemôže byť väčšia než 10 ns, čo je 1 %. Na stavbu detektora založeného na kombinácii plastického scintilátora s konvertorom sa použili ako konvertory izotopy s vysokým účinným prierezom k termálnym neutrónom: Gd, B, 6 Li. • Teoretická účinnosť pre termálne neutróny pre tieto izotopy sa vypočítala podľa vzťahov z, £l,2'j obr.l . Detektor bol konštruovaný z 11 vrstiev plastického scintilátora hrúbky 0,1 mm a plochy 2 cm , medzi ktorými bolo 10 fólií gadolínia 5 (U/m. hrubých. Táto hrtíbka bola vybraná z teoreticky vypočítanej účinnosti (obr.l) , ktorá má maximum pre túto hrúbku. Svetlo zo scintilačných vrstiev bolo zbierané skleneným vláknom z dvoch strán a privádzané ne dva nízkopozaäové fotonásobiče (obr.2 ) . Impulzy z dvoch fotonásobičov boli vedené na koincidenčny" obvod cez dva diskriminátory, film sa ešte Viac znížilo pozadie. Pre gadolinium bola nameraná účinnosť 68,5 % (zéchytová }

- 389 «*

20 r

Gd

0

5 HRÚBKA

V

ym

10

Obr.l. Závislosť účinnosti detekcie neutrónov od hrúbky konvertora pre izotopy 1 5 7 Gd, n a t G d a ^°

15

f Oä fólie

1

Plastic, scin.

t*

a

8

H!

i

S

•x

Svetlo vodič Vláknový svetlovodič

- 391a detekčná účinnosť 21 %, čo plne odpovedá teoretickým výpočtom. Pre izotop B v prášku na 1C vrstvách s hrúbkou menšej ako dolet častice alfa v samotnom bóre bola nameraná záchytová účinnosť 50 % a detekčná 6,3 %. Pre prášok LiF medzi dvoma plastickými scintilátormi a priamym kontaktom s fotonásobičom účinnosť bola len 0,1 %, ale zato tento izotop vykazoval .dobrú závislosť diskriminácie od početnosti neutrónov. Tieto detektory sú vhodné pri využití v difrakčných experimentoch, ich priestorové rozlíšenie je okolo 1 mm. Práca bola prevádzaná v Rutherfordovom laboratóriu v Oxforde.

Literatúra

[í] Meardon B.H., Salter Ľ.C.: report. RHEL/R 262 Oxford, 1972 [2] Charpak G., Bonclier R., Bressani T., Favier J., Zupanic C : Nucl. Instrum. Meth. 62, U968) ,' 262

MOŽNOSTI KONŠTRUKCIE TERČÍKOV NA PRODUKCIU NEUTRÓNOV S VÝŤAŽKOK ž 1 0 1 1 n/s PRE NEUTRÓNOVÉ GENERÁTORY Posibilities of target construction for high yield ^ 1 0 n/s neutron generators J. Pivarč, S. Hlaváč, I. Ribanský Fyzikálny ústav SAV, Dúbravská cesta 2, Bratislava

Na produkciu 14 MeV neutrónov 8 výťažkom =5- 10 n/s sa obvykle používajú pevné terčíky u ktorých trícium je absorbované vo vrstve Sc, Y, Er alebo Ti. Terčík má tvar medzikružia, malé časť ktorého je bombardovaná zväzkom D + alebo ( E T ) + iónov. Požaduje sa , aby tepelné zaťaženie terčika nepresiahlo určitú dovolenú hranicu. Túto požiadavku možno splniť napr. rotáciou terčika. Vyšetrovali sme vplyv rotácie, výberu chladiacej kvapaliny

- 392 -

a podmienok za ktorých podložku terčíka omýva, výber materiálu pre nasycovaciu vrstvu á výber materiálu pre podložku terčíka na dosiahnutie výťažkov neutrónov ned 10 n/s. Do riedenia sme zahrnuli tvar zväzku iónov dopadajúcich na terčík, tepelné zmeny v terčíku počas mernej záťaže q, ako vznik tepla v povrchovej vrstve, odvod tepla do nižších vrstiev a do podložky a odvod tepla do chladiacej kvapaliny. Z riešenia parciálnej diferenciálněj rovnice odvodu tepla z terčíka sme za zjednodušených podmienok odvodili rovnice pre počet otáčok rotačného terčíka, dovolené stúpnutie teploty AT vrstvy terčíka, ktorá je nasýtená tričiom a koeficient merného prestupu tepla o(. chladiaceho média, ktoré prúdi na kolmo postavenú podložku terčíka. Platí, že •

= ek 1Jl,13 (- ) O, • 0f28y2 (£]1,13x (-)+ L

- 0,13 y 4 ]

U)

. r1,128 =

q

n'

X

L (c e d

o

ÍL.

)l/2

x

x

:p

kde To( - je teplota chladiacej kvapaliny, í\-x, Ä-yl ^-0, - merné tepelné vodivosti TiT vrstvy a Cu podložky terčíka a chladiacej kvapaliny, x,y - príslušné hrúbky, b = a d / # D , a = K / ^ c v fv* Sy* fo " m e r n ^ hmotnosti, d - priemer zväzku iónov, D - stredný priemer terčíka, c ,c0 - merné teplé, f - čas pôsobenia zväzku na terčík, TQ - teplota terčíka v čase / t * 0, d Q - priemer potrubia, v - rýchlosť prúdenia kvapaliny v potrubí, %Q - viskozita, h - vzdialenosť ústia potrubia od podložky terSíka a n - počet otáčok .terčíka. Použitia rovníc (l - 3) am* ukázali, že ak CuTit terčík bude rotovať otáčkami n = 1 ot/a bude možné naň priviesť merný výkon 2 kW/cm2 a dosiahnuť tak výťažok neutrónov 5 . 1 0 U n/a.

- 393 -

Platí to pre « = 2.1O4 W/to2 °C, T* = 30°C, d = 2 mm, x = 2 fťí'm, y = 0,3 mm, d = 1 cm, D = 25,5 cm, c = 386,4 J/ Ag°C, fy = 8,96.103 kg/m3, U = 300 kV, I = 5 mA, Xx = O,15.1O2 W/m °C, A y = 3.S.1C2 W/m °C a pre merný výťažok 3.108 n/J. Teplota TiT vrstvy nestúpne pritom na viac než o 50°C. Ukázali sme tiež, že najvhodnejšími kvapalinami na chladenie terčíka vzhľadom na hodnotu koeficienta oC sú: H a 5 0 * K 5 0 % a Hg.

TVORBA PÁROV ELEKTRÓN-POZITRÓN PRI JADROVEJ PREMENE ALPA Electron-positron pair formation in alpha decay of 4 Am P. Povinec, S. Usačev, M. Chudý, S. Šuriak Katedra jadrovej fyziky PPUK, Mlynská dolina, Bratislava

241

Am

Skúmanie procesu internej produkcie párov pri OL - rozpade môže poskytnúť nové informácie o javoch vyáších rádov, sprevádzajúcich jadrové premeny [l,2,3] . Pár s + e" môže byť vytvorený pri O, - rozpade z virtuálnych medzistavov jadra, zo vzbudených hladín jadra po jadrovej premene a konverziou brzdného žiarenia v poli jadra. Maticový element jadra M- môžeme písať v tvare ;

A _

T

Z>

kde ŕt je súradnica protónu v jadre. Pomocou maticových elementov jadra a častice alfa možno vyjadriť maticové elementy vyeôie spomínaných procesov, ktoré vedú k emisii páru e % " ; U * M x + M g + M^ Najväčší príspevok je od M,,- ktorý representuj* tvorbu

- 394 -

páru e*e~ konverziou brzdného žiarenia :

1

+ -p v

T

ye

y* - ^

-•

J

kde V je Fourierov obraz Coulombovho potenciálu jadra. Pravdepodobnosť tvorby páru e e* za 1 sekundu je :

J

2P+ 2P° 2q°

kde P° » P° » q°

( 2 & ) 3 (2 X )

3

2

e

"r

s

sú energie príslušných častíc, M = u M v ,

Pomer počtu párov k počtu častíc alfa je : +

N (*., e e~)

kde P g + e -

je dané a P^

n (co) = — - — /v y

- ln I

f

P+ -

je rozpadová konštanta,

-2 I Cjó

Sílí c Lv c — v -* určuje počet emitovaných fotónov, konvertovaných na páry. Spočítanie uvedeného modelu sa dá previesť len numericky, v aproximácii N ^ 10~ 9 . Predbežné experimentálně výsledky, získané meraním počtu pozitrónov emitovaných jadrom - Am na vysokosenzitívnom koinciďenčnom scintilafinom spektrometri dávajú hodnotu ^ (0,8 i 0,4 ) . 10~ 9 . Literatúra

[ťj Huang K.I.: Phya. R*v. 102 (l956) 422

- 395-

fe] £3

Richards K.C., Rose M.E.: Phya.Lett. 25B (1967) 501 Ljubičič* A., Logan B.A.t Phye.Rev. C7 (1973) 1541

VLIV KRYSTALICKÉ MŘÍŽKY NA VNITŘNÍ KONVERZI ZXfiENÍ QA1IA Crystal l a t t i c e effect on i n t e r n a l conversion of gama rays M. Ryšavý, J . Vojtik* , J . Žofka, O. Dragoun ťfstav jaderné fyziky ČSAV, Řež u Prahy + Ústav fyzikální chemie a elektroehemie ČSAV, Máchova 7, Praha

Vnitrní konverze, která dáva cenné Informace o jaderných hladinách, byla donedávna studována předevSím na vnitřních atomových slupkách K, L a M. Výpočty koeficientů vnitřní konverze (KVK) těchto sloupek, založené na zjednodušené před-. stave izolovaného atomu jsou ve velmi dobré shodě s experimentem. U čtyř jaderných přechodů se podařilo změřit vnitřní konverzi valenčních elektronů. Napr. na sloupce 0 v 5 Te fjť] byly pro kovový telur, ZnTe a jiné sloučeniny získaný KVK, které se vzájemně lidí o desítky procent. Podobná měření probíhají nyní v ÚJF ČSAV. Dosavadní teoretická interpretace spočívala na představě izolovaného lontu; v této práci uvažujeme vliv neutrální krystalické mřížky.. Abychom mohli využít c o nejvíc současnou metodiku výpotu KVK, použili jase jako první přiblížení idealizovaný model sféricky symetrického krystalu. Studovaný atea popíšeme jednoSásticovým potenciálem G£3 i fl, 2a ažžr kde Te(r) 1 •^ /3

J >ť*l

Je modifikovaný Hartree-řock-Slaterův potenciál [3J, probíhá všechny atomy určité kulové oblasti, Je vzdálenost i-tého atomu .od studovaného, odlliuje atomy různých prvků*

- 396 Ze známa krystalické, struktury kovového telúru a ZhTe jsme určili vzdálenosti « i všech sousedních atomů v kulových oblastech^ s postupne se zvětšujícími poloměry a vždy jsme vypočetli potenciál (l) studovaného atomu. Dosud nejvyšší počet uvážených sousedních atcmu éyl v případě ZnTe roven 256, což odpovídá kouli o poloměru dvou mřížkových konstant* KVK přechodu M£ o energii 35,48 keV v 1 2 5 T e jsme počítali s potenciálem (i} obvyklým způsobem (řešen í Diracovy rovnice a výpočet maticových elementů ) . Ze srovnání KVK vypočtených pro izolovaný atom Te a pro atomy Te v prostředí ZnTe nebo kovového telúru vyplynulo, že navržený model: 1) je souladu s tím, že pro KVK na vnitřních slupkách nebyl vliv fyzikálne chemického prostředí pozorován, neboť vypočtené hodnoty se v rámci numerické chyby neliší od hodnot odpovídajících izolovanému atomu (12,24 a 0,0636 pro slupky K a 1^ ) , 2) postihuje ovlivnění KVK na valenčních slupkách okolními atomy krystalické mřížky ; je však zatím příliš hrubý pro kvantitativní závěry* Pro přesnější popis procesu bude třeba určit, které atomy již potenciál (l) prakticky neovlivňují, ujasnit úlohu ionizace atomů v mřížce é případně opustit představu sférické symetrie a elektronové vlnové funkce brát ve formě obvyklé v teorii pevných látek. Literatura [l] Uakariunas K.V., Kalinauskas R.A., Davidonis R.D.: ŽBTP 60 (1971) 1569 [2] [3]

Martin B*. Schulé R.,: Phys. Lett. 46 B Cl973), 367 Lowdin P.O., Adv.Phys. 5 (1956) , 1 Herman F., Skilaan S.s Atonic Structure Calculations, Prentice-Hall, Sngelwood Cliffs, N.J. 1963

- 397 -

STUDIUM ROZPADU A

ORIENTOVÁNÍCH IZOTOPÔ

152

Tb

A

156

Tb

V Gd MATRICI

Study of /3 - decay of oriented isotopes -To and * Tb in Od matrix. <J. Říkovaká Katedra fyziky FSI ČVUT, Praha M. Finger, A. Machová, J. Dupák, J. Koníček, T.I. Kracíková, A.F. Schua Spojený ústav Jaderných výzkumů, Dubna, SSSR Rozpad /i izotopů Tb a Tb, orientovaných hyperjeanou interakcí při velmi nízkých teplotách se studoval na zařízení „SPIN" [l] . Izotopy terbia byly získány při ozářeni tantalového terčíku protony,' urychlenými na energii 660 MeV na synchrocyklotronu LJP SUJV Dubna. Po chemické separaci byly připraveny vzorky 1 5 2 Tb(Gd) a1 5 6 Tb(Gd) implantací 1 5 2 T b a " Tb do čistého gadolinia na elektromagnetickém separátoru při urychlovacím napěti 25 kV. Implantované vzorky byly roztaveny na tantalové podložce ve vakuu. Po dalším tepelném zpracování byly hotové vzorky umístěny spolu s jaderným termometrem ^Tán(Ni) do rozpouStěcí vany ^He - *He refrigerátoru zařízení „SPIN". Vnější magnetické*pole o indukci 0,85 T, nutné k magnetickému nasycení matrice, bylo buzeno supravodivým magnetem. Záření ý se registrovalo dvěma GeÍLi) detektory, umístěnými pod úhly 0 ° a 90° vzhledem ke vnějšího magnetického pole. Měření se provádělo při teplote T^ = (l5 - l) mK ( 1 5 2 T b ) , T x x (14 í l) mK ( 1 5 6 Tb) a T g « 500 mK (oba izoto)

Byly určeny normovaná intenzity (poměry 1$ / l£ ) pro 20 Í52 přechodů ý v oblasti energií 300 - 1600 keV \ Qd 156 • pro 18 přechodů V v oblasti energií 90 - 1890 ke? v Gd» % analýzy normovaných intenzit přechodů ý s multipolaritou El v * Od byla stanovena experimentální hodnota koeficientu B 2 * 1,28 - 0,05. Srovnáním a teoretickým vypočten [2, 3] , do kterého byly zahrnuty korekce na demagnetizaci, neúplná magnetické nasycení vzorku a efekt elektrická kvadrupolová interakce [4] a ve kteréa »• užívala saáoá hodnota aagne-

- 398 -

tického dipólového momentu základního stavu * Tb [¥} bylo zjiStěno, že efektivní intenzita magnetického pole pro Tb v gadoliniové matrici v našich experimentech souhlasí v mezích chyb s hodnotou, naměřenou pro Tb(Gd) metodou jaderné magnetické rezonance [5J . Získaná hodnota se používala v dalších výpočtech při určování poměru komponent s různými multipolaritami pro přechody ^ v ' Od a rovněž při odhadu hodnoty magnetického dipólového momentu základního stavu " ľ b za předpokladu, Že vzorky Tb(Od) a Tb(Gd) byly připraveny stejnou technologií* Použitím normovaných intenzit přechodů "ý 8 multipolaritou El v 5 Gd byla získána hodnota B 2 « 1,09 - 0,14 a odtud ^ ( 1 5 2 T b ) = 0,78 £ oi,24 n.m. Tato hodnota je v souhlase se systematikou hodnot magnetických dipólových momentů licho-liehých jader [4] * Analýza směšovacích poměru pro přechody y v * Gd potvr-

dila předpoklad o existenci silných příměsí s multipolaritou Ml mezi kolektivními stavy se stejnou paritou v * Gd [isj •

Literatura

[l] [2l [3]

[4] [5] [6]

Finger M., Janout Z., Říkovaká J . : Acta Polytechnica 3 (1974) 49 Steffen R.M.: Report La - 4565 - MS , Los Alamos 1971 Avramov S.R., i dr.: Tezlsy dokladov XXVII. sovešSanlja po jaděrnoj spektroskopii i struktuře atomnogo jadra, s t r . 368, Taôkent 1977 Avotina M.P., Zolotavin A.V.: Momenty osnovnych i vozbužděnych sostojanij jader, Leningrad 1976 Kobayashi S . , Sano N., Itoh J . : J.Phys.Soc.Japan 23 (1967) 474 Kalfas C»A., Hamilton W.D., Fox R.A.: Nucl.Phys. A 196

(1972) 615

- 399 - •

PRÍSPEVOK K VÍSKUMU NEPRUŽNÝCH ZRÄŽOK RÍCHLYCH DEUTEBÔNOV S ATÓMOVÝMI JADRAMI Some Characteristic of the Inelastic Collisions of fast Deuterons with the Atomic Nuclei E. Síleä Katedra jadrovej fyziky PF UPJŠ, Moyzesova 11, KoSice J. Tuček Ústav jadernej fyziky, Řež, Praha Zväzkom deuterónov s impulzom 9,38 GeV/e urýchleným ha synchrofázotróne LVE StfJV v Dubne bol ožiarený dvojaký fotoemulzný materiál : I. Štandardné emulzie BR-2 a II. zriedené emulzie etylénglykoloaw Zloženie emulzií je uvedené v tabuľke 1. Tabuľka 1 Prvok

Stredné atomové číslo X

I.

II.

R

1,01

3.15.10 2 2

5,20.1c) 22

C,N,0

13,7

2,76.10 2 2

3,71.1c 2 2

Aff.Br

93,9

2.07.10 2 2

O.TSO.IO22

Posledné dva stĺpce v tabuľke udávajú počty jadier v lc«r. Interakcie sa vyhľadávali pozdĺž dráh primárnych častíc. Pretože zriedené emulzie vykazovali veľké distorzie, obmedzili sme sa v-ich prípade na výskum interakcií s vfičiou evaporaciou - či násobnosťou sekundárnych relativistických nabitých častíc* Súhrnný výsledok skaningu je v tabuľke 2. Nepružné zrážky rýchlych deuterónov s jadrami delíme na zrážky strippingové a absorbčné : 6^ n e l * tf • (Tn + ^aha* V prípade (j • ^ interaguje a jadrom práve Jeden nukleon (n alebo p) z primárneho deuteronu a druhý pokračuje v lete prakticky v smere dopadu deuteronu s nezmenenou kinetickou energiou. Predpokladáme, že 61 * 6 1 . .

- 400 -

Typ emulzie

I. II.

Interakcie 0 + 1 vSčšia násobnosť

Stredná voľná dráha cm 136 í 10 21,6 t 1, 34,2 í 2,1

Protonový stripping sme vydelili z nepružných zražiek procedúrou použitou v práci [i] . Pritom využívame experimentálne zistenie izotropie relativistických častíc v intervale uhlov 0° - 10° [2] . Odrezanín intervalu 0° - 5° a pretiahnutím izotropie kého rozloženia z interval! 5° - 10° dostaneme predpokladaný počet dráh v intervale 0° - 5° pre absorbčné zrážky* Pre strippingové interakcie dostávame stredné voľné dráhy =63,9 cm ^ L I I ^ = 1 0 2 c m s re~ latívnou chybou ~ 8 %. Ak prepočítame tieto údaje na účinné prierezy, dostávame hodnoty: 6^ = 150 mb O 2 * 558 mb pre grupu ľahkých a ťažkých jadier fotografických emulzií. Tieto hodnoty porovnáme a 2/3 • Vidíme že, s pomerom - \2/3 3,61 3,72

JÁ =

Tieto hodnoty jednoznačne svedčia v prospech závislosti I-s^ ] To znamená, že reakcie strippingu prebiehajú nielen na povrchu jadra, ako predpokladá Serber [3^ a Sitenko jV] , ale že sa týchto interakcií zúčastňuje celé jadro najpravdepodobnejšie formou pripomínajúcou kaskádu dopadajúcich nukleónov na terčové jadro. « . . . Literatúra [l]

Adamovič M.I. et a l . i Preprint PI-6386 Dubna (l972)

- 401

[2] [3} [4]

Borisov V . S . et a l . : J a d r . P i z . 7 (1968), 956 Serber R.: Phys.Rev. 72 (1947) , 1008 Sitenko A.G.: Úspechy f i z . nauk 63 (1959) , 377

IMPAKTNÍ EXCITACE ATOMU BERľLIA Impact e x c i t a t i o n of b e r i l l i u m atoms V. Strzondala Katedra fyziky VŠB, Tř.Vítězného února, Ostrava-Poruba

Závislost průřezu pro buzení atomů srážkami s volnými na energii elektronů má k v a l i t a t i v n ě s t e j n ý průběh jeko kř^fca v y j a d ř u j í c í aru.logickcu z á v i s l o s t v případě i o nizace a t o a t sréžkani s e l e k t r o n y . V příspěvku ukážeme, že Ir výpočtu p r ů r v u pro buzení atomů l z e použít vzorce, ktc-ý j e a n a l o g i í Krinbeiteova poloempirického vztahu pro průřez pro i o n i z a c i s tomu srážkami s volnými elektrony [ l ] . Průřez pro přec\pd atomu z kvantového stavu i do j , u s kutečněného srážkou s E l e k t r o n e m , zapíšeme t a k t p

(1) kde E j e energie n a r á ž e j í c í p h elektrn^ů, V^, budící energie přechodu i —*• j uvažovaného atomu, a 0 Bitoräv poloměr první elektronové dráhy atomu vodíku a 8j . , b^ľ^isou empirické konstanty,, které musí být kladné. Jejicft určenN^rovedeme metodou nejmenäích čtverců* Korelační funkci předpokládáme ve tvaru v vzorce, který plyne z Bornovy aproximace [2J , PltevedemQ-li výpočet pro energie narážejících elektronů z intervalu 15 V j , ^ < E ^ 100 V^, dostaneme pro buzení atomu berylia ze\ákladního stavu 2s do nejbližšího vyšSího stavu 2s2p a proSfláaledující přechod 2s2p —*• 2a3a numerické hodnoty konstan

- 402 -.

ii» k*4

jsou uvedené v tabulce 1. Tabulka 1.

i

-*>j

V

ij W

' .

5,28 • 3,73

2

2 s - * 2s2p fcs2p - > 2s3s

a

ij

4,48

6,25

101,05 8,00

Pro ilustraci v tab.2 uvádíme některé hodnoty 0-. pro prSchod 2s —s>2s2p, vypočtené-pomocí vzorce (l) a numerických \cdnot tab.l. Pro konfrontaci tab.2 obsahuje také výsledky vjbočtů pomocí vzorce Bornovy aproximace [2] a dále průřezy vypoattené poaocí klasického Thomsonova vzorce přizpůsobeného pro^äxcitaci atomů v práci [33 • Tabulka 2 .

s

M

5 ,81 6 ,36 9 ,50 13 ,2 26 ,4

52 ,8

»°

106 264 .0 528 ,0

E

>

6 '.,

Sw TL>rn

1.1 i** 1,8

2,5 5,0 10,0 20,0 50,0 100,0

/Sn-16 cm „ m 2/l [10 podle (1)

8>B8 0,843 11„6ÍV 2,047 14,872> . 7,741 14,256 \p,385 10,560 ML 3 72 7 3 6,960 4,303 2,147 1,965\ 1,240 1,039 \

H

Thomson • 3,804 6,850 11,390 11,046

7,364 4,142 2,186 0,904 • 0,456

Z rozboru numerických výsledků vyplýva, že k

lze použít vzorce íl) , který snižuje hodnoty prúre kolem maxima a současné maximum posouvá směrem k větším elektronu a pro E > 5Vj. velmi uspokojivé souhlasí 3Ocvantove-mechsnickými výpočty. Naproti tomu analogie Thomsor vzorce z práce [3]| je zřejmě nevhodná. Jednak vede k ostí 10v maximu blízko prahu buzení a pro E > " i-t hodnoty o

- 4 0 3 •-

50 % menší než BornoV^Lpri blížení. Stejné závěry plynouN^ro zboru výsledků pro přechod 2s2p — Literatúra

£l) Strzondala V.: Sborník věd.prací VŠB V I XX (1974V 2.4, 127 [i] Williamson W., Greene T.J.: J.Chem.Phys. 62 (1975)T" [3] Očkur V.I., Petrunkin A.U.í Optika i spektr. XIV&963) 457

ANALYTICKá VYUŽITIE OKAMŽITÉHO GAMA ŽIARENIA The use of the (n, v) r e t - t i o n f o r a n a l y t i c a l purposes J . Žácha

Fyzikálny ústav SAV, Dúbravské cesta, Bratislava Prvé práce, ktoré naznačujú možnosť využitia okamžitého $ - žiarenia pre analytické účely, sa objavujú zhruba pred desiatimi rokmi. Veľký rozvoj za posledné roky bol umožnený tým, že ako zdroj neutrónov sa používa Cf 252. Napríklad 20 mg Cf 252, ktoré aj s puzdrom majú objem asi 1 cm , dávajú 5.10 1 0 n/a. Energia vznikajúceho okamžitého gama žiarenia leží v rozsahu asi 50 keV - 10 KeV. Na meranie sa najčastejšie používajú Ge Li detektory a objemom okolo 50 -70 cnr a detektory s NaJ TI kryfitálom rozmerov 75 mm x 75 mm a vfičSie. Počet aktov záchytu môžeme vyjadriť vzťahom

R s k --- . . H Hodnoty 6 V A pre rôzne prvky, sú tabelované. Na podrobne jäi e popísanie zavádza sa tzv. citlivosť S, daná ako súčin -g- . I , kde I je relatívna Intenzita danej čiary. Aj tieto hodnoty sú tabelované* Prakticky všetky dodnes popísané keracie usporiadania B Ô -

- 404 -

zeme rozdeliť do troch skupín : 1) Usporiadania s vloženým (vnútorným) zdrojom neutrónov 2) Usporiadania so zdrojom neutrónov v strede vzorky (Detekt o r mimo zariadenia so vzorkou) 3) Usporiadania, používajúce vonkajěí (vyvedený) lúč neutrónov 1) Usporiadania s vloženým zdrojom neutrónov sa najčast e j š i e používajú na stanovenie bóru, kadmia, vzácnych zemín (Gd, Sm, . . . ) , ale aj železných kovov. Dosanované c i t l i v o s t i pre B, Cd a vzácne zeminy sú okolo J mg a tiene j , pre železné kovy asi 10 mg a v i a c . 2) Usporiadania so zdrojom neutrónov v st reäe vzorky ( d e t e k t o r mimo zariadenia) sa používa hlavne na zisťovanie obsahu železných kovov a medi. Obsah prvkov naťt 10 % určuj? s presnosťou a s i 5 %, obsahy okolo 1 % sa určujú 3 presnosťou a s i 20 %. 3) Usporiadanie, používajúce, vyvedený lúč n e u * r ' n c ; -losáhuje veľkú presnosť a c i t l i v o s ť . Napríklad pri stanovovnn-ř obsahu Cof Mo, H, Ni, W a Fe v katalyzátoroch to u r č i l i oosahy rádové 1 - 10 % s relatívnou chybou do 4 %. Na 5 e v ý s l e d k y Na overenie sme použili dve usporiadania; so 3cintilač~ ným detektorom a s malým Ge(Li) detektorom. Ako terčíkový materiál sme použili bór a kaamiucu Pri meraní kadniia, registrovali sme žiarenie s energiou 559 keV$ resp. pri meraní s Ge(Li) detektorom aj energiu 561 keV. Pri meraní bóru sme registrovali intenzitu gama žiarenia s energiou 477 k«V. Použiteľnosť uvedenej metódy v praxi SSR si overili stanovením obsahu bóru v zliatine NiB. Vzorky obsahovali 9,75 Í 0,22 % B.

Literatúra

\l\

Šácha J.: Stanovenie obsahu bóru v NiB Hutnické listy, čís. 5, 361 - 363 str. (1977J

- 405 -

'r -i

[2] Henkelmann R., Huber A., Specht S., Stark H.: Einsatz verachidener Neutronenquellen zur analytischen Nutzung prompter Neutroneneinfanggammastrahlung Journal of Radioanalytical Chemistry, Vol.32 (1976) 265 - 274

POZNÁMKA 0 CHOVÁNÍ ÚČINNÝCH PROŘEZU K V A R K S PŘI VYSOKÝCH ENERGIÍCH Note on quark cross sections at high energies V. áimák, J. Vávra Fyzikální ústav ČSAV, Elektrotechnická fakulta ČUVT, Praha

Nová experimentální měření totálních účinných průřezů při vysokých energiích [l] umožňují podrobnejší analýzu kvarkového modelu. Jeho důsledky &(.M) =2/3 fí'(NN) , G'CíJí N) - S' (.UN) J splněny pouze kvalitativně a to i v oblasti energií nad 100 GeV. V analogii s interakcemi hadronů s deuteriem byla ukázána kvarková struktura hadronů na závislosti Imf^ t=0 - = 6^ ]/^ /2Q[ na primární energii [2]. H.J. Lupkin navrhl tří-komponentní model totálního účinného průřezu S O U

2

ČTT (H p) = c L P x • c 2 P 2 + c 3 S '

1/2

(1)

lede první dva členy odpovídají příspěvkům pomeronu a poslední člen je normální Reggeovský příspěvek k totálnímu účinnému průřezu* Na základě tohoto modelu byly rovněž spočítaný poměry reálné a imaginární amplitudy pro rozptyl vpřed [3j • Dvě složky pomeronu byly vyjádřeny účinnými průřezy [2~]

p,.* 6XK-P) -i 2 P2 " ' &{P

T(^R)

(2«)

^CK+P) —*-Á(OCK)

(2b)


—

3 P) '-

- 406 -

kde P-, mírně roste a P~. mírně klesá s primárni energií. . 7 aditivním kvarkovén modelu se totální účinné průřezy vyjadřují přes úfilnné průřezy jednotlivých kvarltů ^ ( q . ^ ) a jejich vyloučením dostáváme obvyklé vztahy mezi totálními průřezy ( a ( # p ) • 4 ( p p ) / s » £(Kp)/2 » A (Kn) a j . ) . Avšak některé účinné průřezy kvarltů 6'(q1q.j) jsou záporné, takže jejich fyzikální význam je pochybný. V analogii a interakcemi hadronů s deuteriem jsme v rámci tohoto modelu zavedli stínící faktory Oy a o K :

Z

(qjQk) - £„

(3)

Řešení rovnic (3) a (4) (soustava 12 rovnic o 12 neznámých) dává všechny účinné průřezy 6"(q^qk) kladné. Dostáváme rovněž výsledek 5 - * 2/3 Ojj v celé oblasti primárních energii. Velidlny á n , Sjf stu zdají však příliš velké, abychom je mohli interpretovat, v analogii s deuteronem, jako stínící faktory. V souvislosti a tří-siočkovým modelem (l) Je viak nabízí jejich interpretace p

l

2 J

5 M - \\

u

* O

(5b)

kde předpokládáme, že při vysokých energiích účinné průřezy 6' tqq^ jsou stejné. Dostáváme tak při rozumných veličinách účinných průřezů jednotlivých kvarků i nenulovou pomeronovou složku, mírně rostoucí a primární energií odpovídající účinnému průřezu ^ ( M N ) , která vysvětluje rovnost P, * 6"(^> x) [2] • V* analogii s deuteriem tato složka oAž« představovat vícenásobné srážky kvarků uvnitř hadronu* Rovněž je zajímavé, že rozdíl A(CCk)» G'(OtTp) - ^(k'p) mezi podivnými a n«podivnými kvarky (2b) a (5b) misí při vysokých energiích poměrně pomalu.

- 407 -

Literatura [l] Carroll A.S. et al.: Phys. Lett. 61B 0-976), 137 [2] Lipkin H.J.: Proceedings of the EPS International Conference on Elgh Energy Physics, Palermo, 1 June 1975 p.1000. [3] Lipkin H.J.: FERMILAB-Pub-77/49-THY, June 1977

MONITORY PRO PROPORCIONÁLNÍ K01ÍCRT. Multiwire proportional chamber monitoring J. Škvařil LVE SÚJV Dubna SSSR

ítové proporcionální komory oá svého zrození před 10 lety v CaBNu prošly bouřlivým rozvojem a nalezly široké upltitnění jaTc v\«>erimentech fyziky vysokých energií, tak i v početné radě app^cací (rádiografie, nukleární inedicina, biologie, krystalografie a S i . ) . Zatímco v jaderných experimentech je podstatná rychlost^tfasové a prostorové rozliSení a série takových komor slouží zpW/idla k určení trajektorie částice, v aplikacích je prvořadým požadavkem rychlé (on-line) zobrazení dopadajících záření akumulované z jednotlivých průchodu ve formě displeje srozumitelného operátoru. Na takovýto zobrazovací systém - monitor1 jsou kladeny naltadující požadavky : 1. Dostatečné prostorové rozlifenní odpovídající r o z l i í e ní komory, cca 256 x 256 bodů pro běžrhLyelikosti komor. 2* Maximální ppSet gradací pro zobraqtní třetí souřadnice, minimálne 32 úrovní* 3. Rychlost registrace odpovídající r y c h l i t i koaory, aleepoň 100 kHz* 4. Ifožnost zapamatování akuaulovaného obrazu. 5* tfožnost jednoduché digitallzac* tohoto obrazu^ro jeho

- 406 -

případné dalSí kvantitativní vyhodnocení či zpracování. Vzhledem k bodu 3 požadavkům na takovýto monitor vyhoví výhradne obrazové elektronky s užitečným rozměrem stínítka maximálně 8 x 10 cm , t . j . běžné osclloskopické obrazovky, Jede doba pro přeběh paprsku přes celé s t í n í t k o a jeho ustálení je L šlem 1 usec. Body 2 a 4 l z e v tomto případě splnit pouze poam fotografické komory s akumulací daného obrazu na filmový materiál, neboť dnešní paměťové obrazovky s přímým pozorováním litej í malý počet gradací a horší rozlišení. Předností f o tograficW metody je možnost r o z l i š i t (densitometrem) až 1 0 ' gradací na^ransparentu, nedostatkem nutnost zpracování f o t o grafického materiálu a tím inherentní časové zpoždění aezi expozicí komoryi^jejím zobrazením. S nedávným Jtokrokem s e vývoji paměťových elektronek a v televizní technice^ouvisí konerční i cenová dostupnost tzv. „scankonvertorů* , Itf. přístrojů, které dovedou na paměťový terč specielní elektronky jedním formátem data zapisovat a v jiném formátu č í s t . Formanem se zde rozumí způsob adresace jednotlivých bodů paměťovéTto média, t j . například zápis obvykle probíhá v tzv. X - ř režimu a čtení v televizním formátu, Takovéto přístroje dosahuj rozlišení 1000 x 1000 bodů, až 64 gradací, doby zápisu 1 uses^ možností zapamatování obrazu a jeho neomezeného skladováni^Eáznamem na standardní videomagnetofony a konečně možností d i g i t a l i z a c e takového obrazu a tak jeho dalšího zpracování. Pristroj l z e přímo spojit se standardní r; černobílým televizním monitorem, i v nouzi i s běžným televizním přijímačem. Takovýto sjetém nyní pracuje v LVE SÓJV pro zobrazení komor v rádiograficWch aplikacích. Digitalizaci zapamatovaného obrazu umožňuj tzv. « t e l e vizepočítač interface", který pomocí obvodu č i s t c o v é h o zpoždění a analogové paměti zmrazí zvolený sloupec televizního obrazu tak, aby mohl být digitalizován např. analogoVSíslicovým převodníkem amplitudového analyzátoru, pracujícího^ režimu „Multiscaler" [l\ .Takováto sestava umožňuje t z v . v d e o desitometrii televizního obrazu*'

• - 409 Literatura [l] Škvařil J., Krelcule I.: In Internát. Meeting on Prop? tional and Drift Chambers, SÚJV Dubna (.1975) , p.281

TROJOSf GONIOMETR PRO NEUTRONOVOU DIFRAKTOGRAFII ŘÍZENÍ POČÍTAČEM A three-axial goniometer for the neutron diffractography controlled by a computer V. Sulc, č. Simáne, K. Ondrejička Fakulta jaderná a fyzikálně inženýrská, Břehová 7, Praha 1 Pro výzkum struktur organických (biologických) materiálů s vysokým obsahem atomů vodíku a dalších lehkých atomů metodou neutronové difraktografie na pulsním rychlém reaktoru IBR 2 ve Spojeném ústavu jaderných výzkumů v Dubne vyvíjí se automatizovaný neutronový difraktograf, jehož podstatnou část tvoří přesný trojosý goniometr s řízením od počítače. Projektem, konstrukcí a výrobou tohoto goniometru se zabývají autoři v rámci protokolu o spolupráci.Fakulty jaderné a fyzikálne inženýrské a Fakulty strojní ČVUT v Praze a Laboratoře neutronové fyziky SÚJV v Dubne. Uechanická část goniometru byla navržena tak, aby umožnila pomerne jednoduchými prostředky spolehliví vyřešit problém ovládáni a kontroly poloh váech tří kruhů goniometru moderními prvky elektronické řídicí techniky ve spojení s řídícím počítačem, líhly na každé ose goniometru se nestavuji ve dvou úrovních - po celých stupních a po setinách stupně v rámci celého stupni. Ke zjednodušení převodu počtu stupňů v binární cyklický kód bylo použito rozděleni kruhu na 2 8 tj. 256 binárních stupňů, což j« kompatibilní s výpočetní technikou pracující s osmibitovými bajty. Velikost jednoho binárního stupni odpovídá 1,40625 úhlového stupni, i rimeí jednoho binánOa

- 410 stupně je provedeno dělení na setiny, připadne dvousetiny binárního stupně* Jako úhloměrný element k natáčení po celých stupních slouží na každé r»se jeden pár kotoučů (rotor - stator) , opatřený přesným bočním ozubením trojúhelníkového profilu s počtem zubů rovným celistvému násobku 2 • Toto ozubení lze po výrobě zalapovat a tím dosáhnout vysoké integrální přesnosti, která se při rovnoměrném opotřebení, za provozu jeátě zvyšuje. Zařízení je samocentrující a ložiska mají jen pomocnou úlohu. Rovněž natáčení rotoru proti statoru (rotor je přitom vysunut ze záběru se statorem) stačí provést s přesnosti o něco lepší než půl rozteče zubů. Elementem, který zajišťuje dostatečnou přesnost pro natáčení statoru vůči základně kruhu je mikrcmetricky šroub, opírající se tangenciálně o výstupek statoru. Natočení rotoru vůči statoru a úhel natočení mikrometrického šroubu se snímají osmibitovými elektromechanickými převodníky s výstupem na komparátory. Druhé vstupy komparátorů jsou spojeny na výstup registru, do nichž je zapsáno zadání úhlu. Výstupem komparatoru je.řízen smysl otáčeni motoru tak, aby přechod po celých stupních z jedné polohy do druhé se dal nejkratší cestou. Motory se zastaví při vyrovnání polohy se zadáním. Počet celých o.táček libovolného z kruhů goniometru je neomezený. Přenos povelů a číselných informaci mezi řídícím modulem (do vzdálenosti 600 m) se děje sériovým kódem po jednožílovem vysokofrekvenčním kabelu, přenos mezi kruhy goniometru indukčně. Každý kruh má svou volací adresu a je schopen přijmout 16 růzrtfch instrukci. Celkový počet adres, na které se může řídící modul obrátit, je rovněž 16_. Z nich pro vlastní řízení goniometru se využijí 4, takže pro připadná delší ovládané zařízení zbývá 12 adres. Číselné zadání je dvakrát osm bitů. Soubor instrukcí obsahuje instrukci k přechodu do nové polohy, instrukci k zastavení chodu motorů, k odečtení okamžité polohy a další instrukce sloužící na příklad k preverení funkci jednotlivých bloků elektroniky. Řídící modul je řešen v systému Kamak a přes kontrolér ma dostúp k počítači. Vedle této varianty se rozpracovává rovněž ovládáni gonionetrů pomoci mikroprocesorů. Systém řízeni má úplnou zpětnovazební smyčku, která umožňuje jednoznačnou kontrolu správné polohy

- 411 kruhu podle zadáni před započetím měření difrakce neutronů. Vnitřní průměr kruhu X je 400 mm, vzdálenost průsečíku os od apodni plochy základny kruhu SL je 450 mm. Průměr kru- , nu 0 je 110 mm. Vrcholový uhel kužele vystlneného kruhem

POUŽITIE LIPPMANOVEJ - SCHWINGEROVEJ ROVNICE PRE VÍPOCET VÄZBOVEJ ENERGIE TROCH NUKLČNOV Lippman - Schwinger equation in the trinucleon bound - state problem ttruhllk Laboratórium teoretickej fyziky, sdJP: Dubna, ZSSR Problém vrzaného stavu troch nuklónov (tritóna) sa intenzívne študoval p ú metódou diagnolizácie energetickej matice (MDE ) , Uvažovanú mfe^cu konštruovali v oscilátorovej báze na základe Reidovho potenciálu [2] * V tomto prístupe sa konvergencia vo výpočtoch niektďk^ch fyzikálnych charakteristík tritona (napr. vazbová energia/nedosiahla ani pre matice rádu 46^4 [3] • Príčinu toho treba vsĽ«ť v nevhodnom radiálnou tvare funkcií oscilátorovej bázy, Tai^napr. ich asymptotická závislosť sa určuje faktorom exp (- ^ f c f ) > kým vlnová-funkcia tritóna má trojčasticovú asymptotiku « m (r o. f) \A] • V naáej práci [5] sme uskutočnili výpoceKräzbovej energie tritóna s použitím Lippmanovej - Schwingerovlfyurovnic*

-412 pre vlnovú funkciu tritona

I y > = - G O (E) V

U)

Symbol G Q ( E ) opisuje Greenovu funkciu troch voľných nukLonov, £ je ich energia, V je súčet dvojnuklónových potencia* vr, V praktických výpočtoch sme použili Eikemeierov - Hackenbro^chov potenciál [6} • takomto prístup3 k problému je správny trojčasticový asymptotický tvar vlnovej funkcie zabezpečený Gneenovou funkciou. PoužiVm oscilátorovej bázy možno rovnicu (1) redukovať na systém hoitogéruiych rovníc pre koeficienty rozvoja vlnovej funkcie* Z poď^enky riešiteľná8ti systému rovníc dostávame vazbovd energiu^^itóna. Kečže trojčasticový asymptotický tvar nasej vlnovej funkce je správny, i konvergencia výpočtov väzbovej energie tritónV je lepšia v porovnaní s MDE. Explicitný tvar radenej vlnovej funkcie tritona dal novú možnosť vyšetriť jej prAčasticový asymptotický tvar, ktorý sa predtým našiel skúmaním Faidejevových rovníc [4] . T hľadiska praktickýchWpoStov sa dôležitým krokom ukázala možnosť vyjadrenia maticoVého elementu Greenovej funkcie v oscilétorovej báze v tvare jednoduchej integrálnej reprezentácie. Literatúra [l] Jackson A.D., Lande A., Sauer P .U.: Kucl\phya. A156 (1970) , 1 ; Phya. Letters 35B (1971) , [2] Reid R.V.: Ann of Phya. N.Tf. 50 (1968) , í [3] StrayerM.a., Sauer P.U.: Hucl.Phys. A 231 [4] llerkuriev S.P. : Jaderna ja fizika 19 (1974) [5] Truhlík E.: preprint SÚJV E4 - 10745,(1977) [6] Eikeaeier H., Hackenbroich H.H.: Z.Phys. 195 0-966)\ 412

-413 KOINCIDENČNÁ GAMA SPEKTROMETRIA NÍZKYCH AKTIVÍT Coincidence gamma spectrometry of low activities S. Usačev, M. Chudý, Jí. Pišútová, p. Povinec Katedra jadrovej fyziky PFUK, Mlynská dolina F-l, Bratislava V tomto diskusnom príspevku by sme chceli poukázať na to, že kóincidenčné metóda môže byť veľmi užitočná pri stanovovaní koncentrácií niektorých nuklidov o velmi nízkych merných aktivitách. Rádionuklidy vhodné na detekovanie koincidenciou metódou sú také, ktoré v rozpadovej schéme majú kaskádu spojenú s emisiou gama -gama, alebo beta - gama,kvant. Na Katedre jadrovej fyziky PFUK v Bratislave bol postavený koincidenčný spektrometer skladajúci sa z dvoch nezávislých scintilačných Nal/Tl/ kryštálov cylindrického tvaru a priemerom 150 mm a výškou 100 mm a z jedného prietokového GM beta počítača diskového tvaru. Spektrometer má ochranný antikoincidenčný počítač. Elektronické obvody sú súčasťou spektrometrického zariadenia CANBEBA. Spektrometrom možno registrovať dvojné beta - gama, gama - gama a beta - gama - gama koincidencie vo viacerých variantách. Výsledky merania zo spektrometra boli vyhodnocované programom GAMPSE zostaveným na Katedre jadrovéjJyziky pre počítač SIEMENS. Program prevádza automatický kalibráciu spek, tier, vzhľadom na dlhodobé merania aj stabilizáciu spektier, Šalej hladenie a výpočet plochy pikou. Prevádzali sme porovnávanie koincidenčných metód pre analýzu tenkých aj hrubých vzoriek. Pri analýze tenkých vzoriek 22 26 (práäkove vzorky hmotnosti rádové 100 mg, izotopy N a , A 1 sa minimálne merateľná aktivita znížila o 1 rád. Pri koincidenčných metódach poklesne detekčná účinnosť zhruba o 1 rád, cle je kompenzovaná poklesom pozadia asi o 3 rády* Kyit pri stanovovaní nízkych aktivít vo vzorkách obsahujúcich len jeden nuklid, kóincidenčné metódy znamenajú len zníženie minimálnej merattľnej aktivity, pre zmtsné vzorky dávajú možnosť kvalitatívne a kvantitatívne analyzovať zme«i nuklidov jednokryětalovým spektrometrom nemerateľné• Použiteľnosť aumačno kóincidenčnéj metódy pré zmesné vzorky ilustruje-

- 414 ime analýzou dvoch zmesných vzoriek, ktoré svojím zložením predstavujú problém pre jednokryštalovú spektrometriu. Vzorka 22 26 4 22 26 I obsahuje Na, A 1 , ° K a vaorka II Na, A 1 , ^ C o . 22 26 Problémy pri stanovení N a a A 1 vo vzorke I pochá22 dzajú z interferencie piku 1.27 MeV v N a s comptonovskou hranou piku 1.46 MeV v *°K a tiež interferencie piku 1.81 MeV 26 22 A 1 so sumačným píkom 1.79 MeV v spektre N a . Pri analýze vzorky II sa stretávame PO spomínanou interferenciou Co a 23

Výsledky anályzj' zmesných vzoriek zloženie vzorky

skutočná aktivita

[pCi/g]

-s

niniro.merate Iná aktivita ÍPCI/ÄI G>Ci/ 1 pre nuklijednokryát . sum.koinc. pre čisté nuklidv dy v zmesi jedno- sum. jedno- stint. kryšt. koin. kryšt. koin stanovená aktivita

f

22

Na

1.45

1.62+ 0,34

1.41+0.10

0.068 0.040

0.250 0.170

26

A1

1.56

1.50+ 0.15

1.58+0.05

0.159 0.030

0.159 0.075

53.34

52.86+, 2.90

0.944

1.778

40 K

mm

-

-

22

N.

40.11

62.31+ 4.3

36.39+2.67

0.094 0.055

1.901 0.477

26

A1

2.15

0.56

2.07+0.16

0.219 0.041

0.561 0.104

60

Co

65.1-1

*

84.67+, 1.25 58.61+2.84

0.161 0.0083 0.830 0.131

PICKÝ MODEL ELEKTROMIGRÄCIE PO HRANICIACH ZŔN

A lln^TlMniiii model of the grain - boundary electromigratíon V. * Mlynská dolina, Bratialt-.a Katedra vSeobecne "sravaká cesta, Bratislava ++Elektrotflchnický ústav

- 427 -

o v l e a předpoutfrt, ž e n o s i t e l é (elektrony) jsou přímo z a chyceny částslmolefefcUrního ř e t ě z c e (což odpovídá prvému typu záchytných c e n t e r ) c^^entxgr • t ě s n é jeho b l í z k o s t i *

Literatura

CQ Partridge R.H.: J.ChemJPhys. 5 2 , 2 4 9 1 , 0 . 9 7 0 ) [2} Partridge R.H.; Charlesby A . : J . P o l y m . S c i . B l , 4 3 9 , ( l i [3] Partridge R.H.i The r a d i a t i o n chemistry of macroraoleculea ed» Dole M., Academic P r e s s , New Torlc

AKUSTICKÉ JEVY V PROUDU NÍZKOTEPLOTNÍHO PLAZMATU A c o u s t i c a l phenomena i n the low temperature plasma j e t B, F i l i p o v a , V. Chalupová Katedra fyziky FEL ČVUT, Suchbátarova 2 , Praha 6 L. Krejčí, V. Dolínek, J . Vogel ÚT ČSAV, Puškinovo nám. 9 , Praha 6

Prl experimentálních s t u d i í c h přestupu t e p l a ve s t a g n a č ní o b l a s t i desky, kolmo vložené do paprsku argonového plazmat u ť-1 1 °y^ a j i a t ě n výrazný nemonotonní průběh z á v i s l o s t i t o ku t e p l a na hmotnosti plvnu, protékajícího obloukovým generátorem - obr. 1 . Jak ukazuje shoda jevů pozorovaných přitom v zóně paprsku mezi ústím trysky g e n e r á t o r u a čelem kalorimetru 3 procesy probíhajícími při přeměně laminární struktury difúzního plamene či izotennického paprsku ve strukturu turbulentní, je závislost uvedená na obr. 1 pravděpodobně důsledkem procesu, při němž v daná zóně paprsku plazmatu dochází ke změně jeho hydrodynamické struktuxy. Cilr.m dané prác.i bylo doplnit uvedené vVc-iedky experimentálního .studia přestupu tepla dalšími lida.i'. ~ souvislostech ffl'izi nicvi a ť,yna!ii.ic;k,ý!j: chováníT. paprsku [?..' . V;J. svolané r.
- 428.-

proměnné hodnota intenzity elektrického proudu protékajícího obloukem plazmatronu a různých.hodnotách průtoku plynu jeho výbojovou komorou byla vyšetřována vzájemná spektrální hustota hluku vyzářeného paprskem plazmatu a pulzující složky stejnosměrného napětí na oblouku. _/tJU j

cr 300

J

n _LJĽ \

200

IV' 1 1j0

20 Obr.

3D

4,0 G [g/s]

1.

Výsledky analýzy ukázalý souvislost mezi jednotlivými fázemi daného procesu výměny tepla a vlastnostmi vzájemného spektra uvedených jevů. V první fázi procesu výmeny tepla má - pro p*rípad vyznačený na obr. 1 - dominantní složka vzájemného spektra kmitočet 3,4 kHz, Vznik druhé fáze je doprovázen skokovou změnou kmitočtu na hodnotu 8,1 kHz - 0br,2, kde na svislé ose je vzájemná spektrální hustota v lineárním měřítku. Vlnění o kmitočtu 8,1 kHz způsobuje za daných podmínek (Sh = 0,2 až 0,3) ztrátu stability laminárního paprsku \}~\ . Počátek čtvrté fáze se vyznačuje opět skokovou změnou dominantního kmitočtu vzájemného spektra zhruba na dvojnásobnou hodnotu, t.j. na 16,3 kHz. Tyto .výsledky naznačují, Že vlastnosti zkoumaného procesu prestupu tepla v paprsku plazmatu jsou zřejmě určeny podmínkami vzniku diskrétních hydrodynamických struktur v paprsku plazmatu a peocesy jejich transformace {4} ve strukturu turbulentní, k nimž za daných podmínek dochází při změně průtoku

-429

-

plynu.

O

10

15

20 fíkHz]

Obr. 2 .

Literatura

[l] Krejčí L., Dolínek V., Vogel J.: Stroj. čas. (v tlači) [2] Filipova B.: Sbornik 16. akustické konference, 1977 (v tlači) [3] Sato H.s J . of F l u i d Mech., 17 ( i 9 6 0 ) , 53 [4] Davies P.O.A.L., Yule A . J . : J . of F l u i d Mech., 69 (1975) 513

EKVIDSNZITOKETMCXÉ VYHODNOCENÍ FILMOVÉHO ZÁZNAMU OBLOUKU VS ZI-jJÍŠECÍ KOMOŘE JISTIČE iidtínsitometrical evaluation of a film record of a switching arc n ^ i circuii-breaker Quenching chamber B. Gross Katedra e l . sfti^ů a přístrojů FE VUT, tr.Obránců míru, Brno B. Švejda Výzkumný a vývojový úVEÍN^il stařičkých přístrojů a rozváděčů, Kratochvílova 19, Brno

- 430 -

Vlastní experiment Časovou lupou s t a r š í h o typu byl snímán oblouk v upravené zhášecí komoře. Optická dostupnost prostoru komory Dyia dosažena náhradou čela komory geometricky adekvátním odlitkem z čirého epoxidu. Experimentální uspořádání se zrcadlem nad kok srou umožnilo současné snímaní okamžitých poloh oblouku v icoVoře ze dvou vzájemně kolmých saěru. ExpeNdnent je popsán v [ l ] « Výsledek experimentu Ekraáer.zlt ©metrické zpracování negativu filmového záznamu získranéVnformace precizuje [?j3.] . Získaný negativ byl soracc- . ek^tdenzitometricky pomocí speciálního e l e k t r o n i c kého zařízení /Využívajícího v podstatě vhodného zapojení fotometru se zapisovače;? a analogovým poäítaôem. Výhodou tohoto zařízení je ryc-hléieprac rváni negativu, možnost nastaveni t n í mání libovolného rsáltoého zčernání (czn. přesnou volbu ekvid e n z i t ) a možnost r.asltevení zvětšení zápisu, které je l i c i továno prakticky jen rozdehem použitého zápisovému. Ha o t r . 1 a 2 jsou poSe ekvidenz.it získané -.rýšrf aaínenýtn zarizením. Soustava ekviaenzit získaných tímto způsobem může být stejně tak jako v případe" souboru ekvidenzit dosažených fotografickým procesem povaatyána na základe rozboru j4, 5~\ zz hrubá .kvalitativní přiblížený teplotního pole v oblouku.

Literatura

[l]

Švejda B. i Oblouk ve spínacích přístrojích.\ýzkU!nná zpráva VÚEP Brno ZZ : 7 - 0040. Brno 197?. [2] Lau E., Krug W.: Die Äquidensitometrie, B e r l J n " V 195V [5] Krug W., Weide K.G.: Wissenschaftliche Photografi^ Leipzig 1972 L4-] Kloss H.G., Eedemacher K»: Beitrage Plasmaphysik 4-(3 ' 231 p ] Seidel H., Amft D«: Elektro-Apparate-Mitteilungen 9 (1969) 35

- 433 -

JEVT NA PODLOŽCE PŘÍ ANODICKÉ OXIDACI V PLAZMATU KISLÍKU DOOTNAVÉHO VÝBOJE Surface Phenomena of Plasma Anodization in an Oxygen Glow Discharge V. Hermoch Fyzikální ústav ČSAV, Praha, Na Slovance 2

Ve srovnání s oxidací vzorku v plazmatu, nalézajícím se na pot.enciálu isolované sondy, je proces oxidace kovů a polovodičů při-plazmoanodizaci účinnejší. Poněvadž neexistuje dosud jednotný názor na oxidaxi látek v plazmatu (soubor názorů lze najít mimo jiné v práci [l, 23) , předpokládáme, že experimentální vyšetření jevů na podložce a jejím okolí při uvedeném způsobu (jež Izs považovat za specifický) přispěje k poznání procesů oxidace nejen při plazmoanodizaci, ale v plazmatu vůbec. S tímto zaměřením jsme provedli měření atomů kyslíku v okolí vzorku dříve vypracovanou metodou \3~] . Změns některých paraaetrů plazmatu kyslíku při polarizaci vzorku byla uskutečněna autorem [4j • Oxidovaný vorek byl realizován dlouhým Cu roubíkem (pro zajištění chlazení) isolovaným sklem. Na čelo roubíku byly připevňovány folie z Ag, AI, Mo. Isotermická kalorimetrická měrka (IKM) byla posuvná ve dvou směrech a spolu s roubíkem otočná o 180 °. měrka i vzorek se nacházely v rameni, kolmém k trubici doutnavého. stejnosměrného výboje (p = (0,1 - l.oj . 133 Pa, I = (10 - 100) . 10" 3 A) . Postupováno bylo tak, že se IKM měřilo jednak v plazmatu, vzorkem neporušeném, jednak se vzorkem na plovoucím potenciálu nebo s kladným předpětím. Výsledky lze shrnout takto. Vložením vzorku do plazmatu koncentrace atomáa*nich částic klesne (oproti stavu plazmatu nenarušeného vzorkem). Zvyšováním kladného předpětí vzrůstá tok negativné nabitých částic plazmatu na vzorek. Až do proudových hustot v průměru 10" 1 A/m (v závislosti na parametrech výbo^s) se tato snížená koncentrace atomů ľ. nemění. Od hustot, kdy vzorek se stává anodou, vzrůst koncentrace je měřitelný a odpovídá pak poměru

- 434 -

proudu na vaorek. Extrapolaci měření energie, uvolňované na IKM v.okolí vzorku lze určit hustotu tepelného toku na povrch vzorku. Podle parametrů a typu povrchu je 10 J/m s. Zjištěné výsledky (pokles koncentrace atomárních částic vložením 1 vzorku do plazmatu; její nezávislost (až na uvedené omezeni) na polarisaci vzorku) lze objasnit v souladu s difusní teorií doutnayého výboje. Anodické oxidace v plazmatu Je často popisována tak, že negativní ionty plazmatu bezprostředně reagují s pevnou fází. Uvážíme-li však, že v případě, že výstupní práce oxidovaného materiálu je větší než afinita záporného iontu, pak již v těsné blízkosti nad povrchem pevné fáze dojde k jeho rozpadu [5j. Pravděpodobnost jeho zabudování do oxidu je nepatrná. Naproti tomu, podobně jako při oxidaci podložky na plovoucím potenciálu, i při anodické oxidaci se bude uplatňovat reakce, vyvolaná rekombinací atomů a deexitací nabuzených částic. Vzhledem k tomu, že energie, předávaná povrchu vzorku předchozími efekty je značná, lze vyslovit domněnku, z analogie s katodovým rozprašovaním [6 J , že i při oxidaci v pazmatu existuje jistá neizotermičnost povrchu pevné fáze (oxidu) , umožňující reakce i za nízkých teplot základního materiálu vzorku. Při anodizaci se pak význačným podilem na transportu složek oxidu uplatňuje i pole, vyvolané předpětím vzorku vůči plazmatu, jak prokázaly experimenty s polarisaci oxidovaného vzorku v plynné fázi [f] ,

Literatúra

ti] [2] [3] (4-1 l$] {6]

Láska L., Kodymová J.: Czech.J.Phys. (v tisku) Kodymová J.: Kandidátská práce, FZÚ ČSAV 1977 Hermoch V.r Sbor. IV.konf. čs. fyziků, Liberec 1975, 369 Hemasubramanian N . : J.Elchem.Soc. 1 1 7 (1970) , 9 4 7 Kraeík J. at alí Elektrické výboje, SNTL, Praha 1964 Babad-Žachrjapin A.A.: Chimiko-termičeskaja obrabotka v tlejuščem razrjadě, Atmizdat, Moskva 1975 [7] Ritchie 1.11.: Thin Solid Films 2á (*976) , 83

- 439 -

ziX^spektrálních čar Ni I 341,477 nm, 338,054 nm, 232,296 nm, 31??4\O8 nm, 305,432 nm, 305,082 nm, 303,794 nm, 301,2 nm, 300,24 n»ju 300,363 nm. Hodnoty energie nabuzení, s t a t i s t i c k ý c h vah a s i l oscilátoru byly vztahy z práce [2] . Střední hodnot a T e č i n í 5X)p K. Toto j e i n t e g r á l n í t e p l o t a určrná ze záznamu celého průrfcí^u. Okamžité hodnoty t e p l o t y se mohou od t é t o značně odlišovat Teplota n e u t r á l n i c * č á s t i c byla určena z čar OH a j e T r K. Koncentrace elktrohil je podle údajů práce [4] n p Dále byla proměřena i n t e n z i t a spektrálních čar Cul a Nil podél výboje. Výsledky jsou na o b r ř ^ (0 - poloha hrotové elektrody Cu ; 0,C5 - poloha horní deskyHjJ. ) .

Literatura

[l] [2 j

[3] [4]

Kapoun K.: Czech.J.Phys. B 21 (l97l) , 1246 Korliss Ô., Bozmann U.: Verojatnosti perechodov i o s c i l l j a t o r o v 70 elementov, Moskva 1968 Kapička V.: Publ.Fac.Sci. UJEP Brno 1967, No 484 Kapička V., Kapoun K., Petrakiev A.: XIII t h I n t e r . Conf. Phen. Ionized Gases, Berlin, 1977

IMPULSY A VLNY ROZVRSTVENÍ V PLAZMATU DUSÍKOVÉHO VÝBOJE Pulses and waves of stratification in a nitrogen discharge plasma* V. Krejčí, M. Holigan Fyzikální listav ČSAV, Na Slovance 2, Praha 8 . Katedra fyziky pedagogické fakulty, Bottova 34', Trnava

Jak známo, lokální poruchou, vyvolanou v kladném sloupci doutnavého výboje l z e v iraniiých plynech vybudit t z v . vlnu roz-

- 440 -

vrstvení, které je procesem postupného vzniku pohyblivých vrstev žili ionizačních vln v pazmatu [l] . Ve výboji v inertních plynech směruje grupová rychlost u těchto vln od katody k anodě, zatímco fázová rychlost v mívá opačný směr. 7 časoprostorovém diagramu, kde je dolů vynáSena vzdálenost ke katodě x od místa poruchy a vodorovně čas t, odpovídá tomuto typu vln obr. la.

Obr. 1 V molekulárních plynech jako je dusík se kromě těchto' (zpětných) vln vyskytují i vlny dopredné, jejichž fázová i grupová rychlost mají stejný směr, a to někdy k anodě (obr. lb) , jindy ke katodě &c) . Někdy jsou obě rychlosti sobě blízké (.Id, le) r takže vlna rozvrstvení degeneruje na téměř bezdispersní impuls [2] . Mnohdy se dva různé typy vln vyskytují současně* Výboj v dusíku jsme proměřovali v trubici o průměru 4,5 cm, při tlacích 20 - 200 Pa a proudech 1 až 35 mA a získali jsme asi 160 časoprostorových diagramů, podobných obrázkům 2a až le. Hodnoty vlnové délky X a grupové a fázové rychlosti

vln u a v_, vyhodnocené z typických diagramů, jsme použili k sestavení obr* 1: Poloha každého bodu je určena souřadnicemi .k = 2 íf / /U a co = kv a směrnice tečny dispersní křivky, procházející daným bodem vztahem d to / dk = u . Z diagramu je patrné, že dispersní křivka co (k) odpoví" dající výsledkům měření, by měla mít dvě větve. Pokusili jsme se podobnou křivku odvodit na podkladě nejjednodušší možné teorie ionizačních vln [j] (rovnice v rámečku na obr. 2 ) . První rovnici jsme doplnili o člen, vyjadřujíei časové změny hustoty iontů n + způsobené změnami jejich rychlosti v + při pohybu podél osy trubice a přidali jsme navíc pohybovou rovnici částic v akustickém poli (3) • Veličina W je akustická rychlost, N o rovnovážná koncentrace iontů, Q jednotkový náboj a Z koefiObr. 2. cient úmernosti mezi elektrickým polem e a rychlostí ionizace. Předpokládáme-li řešení tohoto systému rovnic ve tvaru harmonických vln o kruhové frekvenci to a vlnočtu k, dostaneme z něj dispersní vztah, odpovídající dvěma větvím křivky na obr. 2. Pro Z * Q * 0 , nebo pro velká u> a k , přechází tento vzt; n do přímek, popisujících šíření zvuku a náš systém rovnic přejde na klasické akustické rovnice. Podobnost obou našich diagramů (obr. 1 a 2) a zejména poloha křivek vzhledem k přímkám akustických vln (pro dusík je W -v 350 m/s) naznačují, že pozorované přechodové procesy je •ožno pokládat za ionizační vlny, ovlivněné akustickými procesy.

- 442 -

Literatura [j] Pekárek L.: Usp. fiz. nauk 94 (.1968.)., 463 [?] Láska L.: Kandidátská disertační práce, 1969 [3j Pekárek L., Krejčí V Í : Czech. J. Phys. B 11 (1961) , 729

EÍCHLOSÍ KONVERZIE IÓNOV A r + NA IČNY A r 2 + Conversion rate of Ar+ into Ar 2 + » P. Lukáč, Z. Zabudla, 0. Mikuš Katedra exp. fyziky PFUK, Mlynská dolina P-2, Bratislava V práci uvádzame výsledky merania rýchlostnej konštanty tvorby molekulových iónov z atómových trojnou zrážkou typu Kr+ + Ar + Ar

—*• Ar 2 + + Ar

(l)

Princíp metódy merania konverznej rýchlosti je založený na meraní úbytku koncentrácie elektrónov n v rozpadajúcej sa plazme v závislosti od tlaku plynu [l] . Platí f dne/dt=Dal

p2ne-

Vkonvne

,

(2)

kde D a l je koeficient ambipolárnej difúzie pre atómové ióny a elektrony, "Pfconv ~ '/> P o J e frekvencia konverzie atomových iónov na molekulové a /i je koeficient iónovej konverzie. Časová konStanta pre úbytok elektrónov podľa rovnice (2J je

1/*

= D a l / A2

*

vkonv

,

O)

kde i l Je charakteristická difúzna dĺžka výbojky. Vynásobením rovnice (3) tlakom pl.^nu p , redukovaným k 0 °C, dostaneme Po / *

" a alPo '

A2

* A Po3

Rovnica (4) popisuje priamkovú závislosť p /'C od p

C4) , kto-

- 443 -

X ID

cn

co co

o co Obr, Ú

- 444 -

rej smernica odpovedá koeficientu fi . Metódou mikrovlnného rezonátora £2] sme namerali rozpadové krivky koncentrácie elektrónov a určovali časovú konštantu f . Pre zvýáenie citlivosti merania sme použili otvorený valcový TMQH rezonátor [3] kmitajúci pri frekvencii 9 GHz. Výbojka mala polomer 1,1 cm a vzdialenosť elektród bola 30 cm. Potom A2 - 0,21 cm 2 . Merania sme previedli pre argón v intervale tlakov 13 - 270 Pa. Pre tlaky nižäie ako 50 Pa nameraná efektívna pohyblivosť bola konštantná, rovná hodnote 1,06 ± 0,02 cm2 V —1 s . Od tlaku 50 Pa efektívna pohyblivosť iónov vzrastá, So odpovedá začiatku konverzie atómových iónov na molekulové. Tento vzrast'prebiehal do tlaku 160 Pa. Pre tlaky vyššie name2 —1 —T. raná hodnota pohybliyosti 1,9 * 0,05 cm V s bola znovu konštantná a je v dobrom súhlase s inými mareniami pre ióny Ar«. Hodnotu koeficientu iónovej konverzie /I sme určili 20 smernice krivky p Q / T od p Q zobrazenej na obr. 1 pri teplote 293 K. Platí /i = l,59.1O"2 P a ^ s " 1 , alebo po prepočítaní na koncentráciu častíc k = 2,3.10"^ cnŕs . Nameraná hodnota je vo veľmi dobrom súhlase s meraniami autorov práce [4] a s teoretickou hodnotou [5] • Literatúra [l] Phelps A.V., Brown S.C.: Phys.Rev. 86 (1952) , 102 [2] Biondi M.A.: Rev.Sci.Instr. "22 0.951) , 500 [3] Anisioov A.I., Budnikov V.N., Vinogradov N.I», Golant V. E.s ŽTP 22 (.1965) , 2042 {43 Smith D., Dean A,G., Plumb I.C: J.Phys.B : Atom. Mol. Phys. I (.1972) t 2139 |>3 Smirnov B.M.: ŽETP ^1 (1966) , 1747