4

fizikai szemle

2004/4

A Magyar Tudományos Akadémia Fizikai Tudományok Osztálya, az Eötvös Loránd Fizikai Társulat, a Magyar Biofizikai Társaság és az Oktatási Minisztérium folyóirata

Fôszerkesztô: Berényi Dénes

Szerkesztôbizottság: Barlai Katalin (Csillagászat), Faigel Gyula, Gnädig Péter (Négyszögletes kerék), Horváth Dezsô (Mag- és részecskefizika) Jéki László, Kanyár Béla (Sugárvédelem), Németh Judit, Ormos Pál (Biofizika), Pál Lénárd, Papp Katalin, Sükösd Csaba (Vélemények), Szôkefalvi-Nagy Zoltán (Biofizika), Tóth Eszter, Turiné Frank Zsuzsa (Megemlékezések), Ujvári Sándor (A fizika tanítása)

Szerkesztô: Hock Gábor

Mûszaki szerkesztô: Kármán Tamás

A lap e-postacíme: [email protected] A folyóiratba szánt írásokat erre a címre kérjük.

TARTALOM Trajmár Sándor: Elektron–atom (–molekula) ütközési folyamatok Varga Dezsô: β-spektroszkópiától az atomfizikáig Kövér László: Elektronspektroszkópia és felületkutatás Sarkadi László: Atomi ütközések fizikája MEGEMLÉKEZÉSEK Berényi Dénes hetvenöt éves (Lovas Rezsô ) HÍREK–ESEMÉNYEK A FIZIKA TANÍTÁSA Szabó Sándor: A Vénusz átvonulása 2004. június 8-án Felhívás a Vénusz-átvonulás megfigyelésére Magyar siker „A Fizika színre lép” címû nemzetközi kiállításon Pálfalvi László: Heuréka! – cáfolat és a helyes tétel KÖNYVESPOLC FIZIKUSNAPTÁR

131 132 133 137 138 139 140 140

A. Trajmár: Electron–atom (–molecule) collision processes D. Varga: From beta spectroscopy to atomic physics L. Kövér: Electron spectroscopy and surface research L. Sarkadi: The physics of atomic collisions COMMEMORATIONS Academician Dénes Berényi’s 75th anniversary (R. Lovas ) EVENTS TEACHING PHYSICS S. Szabó: Venus transit to happen on June 8 Successful Hungarian participation in the international “Physics on stage” exhibition L. Pálfalvi: Archimedes’ law – an addendum accounting for unexpected behaviour BOOKS, PHYSICISTS’ CALENDAR A. Trajmár: Elektron-Atom(-Molekül)-Stossvorgänge D. Varga: Von der Beta-Spektroskopie zur Atomphysik L. Kövér: Elektronenspektroskopie und Oberflächenforschung L. Sarkadi: Die Physik der atomaren Stossvorgänge ZUR ERINNERUNG Akademiemitglied Dénes Berényi zum 75 Geburtstag (R. Lovas ) EREIGNISSE PHYSIKUNTERRICHT S. Szabó: Venusdurchgang am 8. Juni Erfolgreiche ungarische Teilnahme an der internationalen Ausstellung „Physik auf der Bühne“ Pálfalvi László: Das Archimedische Prinzip – eine Erklärung für unerwartetes Verhalten BÜCHER, PHYSIKERKALENDER . . . .

:

(

: :

)

:

A címlapon: Felületvizsgálati célokra épített, nagy energiafelbontású elektronspektrométer (ESA-31) az ATOMKI elektronspektroszkópiai laboratóriumában (lásd Varga Dezsô cikkét, 117. o.).

109 117 120 123

– 75

.

:

( .

)

8-

. . «

.

: ,

Szerkeszto˝ség: 1027 Budapest, II. Fo˝ utca 68. Eötvös Loránd Fizikai Társulat. Telefon / fax: (1) 201-8682 A Társulat Internet honlapja http://www.kfki.hu/elft/, e-mail címe: [email protected] Kiadja az Eötvös Loránd Fizikai Társulat, felelo˝s: Berényi Dénes fo˝szerkeszto˝. Kéziratokat nem o˝rzünk meg és nem küldünk vissza. A szerzo˝knek tiszteletpéldányt küldünk. Nyomdai elo˝készítés: Kármán Tamás, nyomdai munkálatok: OOK-PRESS Kft., felelo˝s vezeto˝: Szathmáry Attila ügyvezeto˝ igazgató. Terjeszti az Eötvös Loránd Fizikai Társulat, elo˝fizetheto˝ a Társulatnál vagy postautalványon a 10200830-32310274-00000000 számú egyszámlán. Megjelenik havonta, egyes szám ára: 600.- Ft + postaköltség.

HU ISSN 0015–3257

»

Fizikai Szemle MAGYAR FIZIKAI FOLYÓIRAT

A Fizikai Szemle az Akadémia által 1862-ben elindított Mathematikai és Természettudományi Értesítõ és az 1891-ben Eötvös Loránd által alapított Mathematikai és Physikai Lapok utóda és folytatása LIV. évfolyam

4. szám

2004. április

ELEKTRON–ATOM (–MOLEKULA) ÜTKÖZÉSI FOLYAMATOK Trajmár Sándor Jet Propulsion Laboratory, California Institute of Technology

A jelen közleményben általánosságban vázoljuk az elektronütközések fizikáját, fôleg saját laboratóriumunkban kapott eredmények alapján. A következôkben kis, közepes és nagy ütközési energiák tartományáról beszélünk. Az elsô tartomány a küszöbtôl a küszöb fölött néhány eV-ig, a második a küszöb fölött néhány eV-tól néhányszor 10 eV-ig, a harmadik a küszöb felett néhányszor 10 eV-tól 1 keV-ig terjed. Nem foglalkozunk nagyobb energiájú elektronszórással és elektronspektroszkópiával, sem a belsô héjakon végbemenô folyamatokkal, vagy az ezekkel kapcsolatos technikával. Elméleti fejtegetéseket csak a kísérleti eredmények interpretációjaként közlünk.

Kísérleti technika A továbbiakban csak a laboratóriumunkban használt, általánosan ismert kísérleti berendezéseket és mérési eljárásokat írjuk le. A legtöbb elektronszórási kísérletet az 1. ábrá n vázlatosan bemutatott elektronnyaláb/céltárgynyaláb elrendezéssel végeztük. Itt egy kémiai feladathoz alapvetôen atommagfizikai szórási technikát alkalmaztunk. Az izzószálból kilépô elektronokból elektronlen-

op tik a

jel

energiaszelektor

A szerzô a California Institute of Technology, Jet Propulsion Laboratory Elektronütközési Csoportjának ny. vezetôje. Angolból fordította Menczel György.

TRAJMÁR SÁNDOR: ELEKTRON–ATOM (–MOLEKULA) ÜTKÖZÉSI FOLYAMATOK

de te kt or

1. ábra. Az elektronszórási kísérletek vázlatos ábrája agi r er áto en aliz an

Elektronok ütközése atomokkal és molekulákkal 1 keV alatti energiákon számos folyamatot (impulzusátadás, gerjesztés, legerjesztés, ionizáció, elektroncsere, elektronbefogás, molekulafragmentáció vagy ezen folyamatok kombinációja) indít el. Az ilyen energiájú elektronok erôsen kölcsönhatnak az atomok és molekulák vegyértékelektronjaival és a közvetlen alatta lévô héjakkal, mivel sebességük összehasonlítható. Ezek az ütközési folyamatok fontos szerepet töltenek be a részben ionizált – természetes és mesterséges – rendszerekben (bolygók ionoszférája, asztrofizikai környezet, ipari és laboratóriumi plazmák, lézerek, radiológia, atomreaktorok, nukleáris robbanás stb.). 1914-ben Frank és Hertz [1] megalapozta az elektronütközéses spektrometriát, amikor elôször mérték elektronnyaláb energiaveszteségét atomos gázokban. Késôbb, 1927-ben Dymond [2] elôször mérte elektronok rugalmatlan szórásának szögeloszlását. 1930 körül sokan tanulmányozták az elektron–atom (–molekula) ütközéseket, eredményeik jelentôsen hozzájárultak ahhoz, hogy megértsük az atomok és molekulák szerkezetét és kvantumállapotait. Ezután néhány évtizedig keveset foglalkoztak a témával, de 1950 után ugrásszerû fejlôdés következett be, mivel egyrészt sokat fejlôdött a vákuumtechnika, a részecskeérzékelés technikája, fejlôdtek a számítógépek, másrészt nagy volt az igény elektronütközésekre vonatkozó adatokra. Világszerte számos laboratóriumban kezdtek foglalkozni az elektronütközés fizikájával. Jelen cikk szerzôje az 1960-as évek elején kezdte kutatásait a Sugárhajtás Laboratóriumban (Jet Propulsion Laboratory, JPL), majd csatlakoztak hozzá vendégkutatók, végzett és doktorált fizikusok, így JPL-csoportként kezdtek ránk hivatkozni. Fôleg kísérleti munkát végeztünk, de ha szükség volt rá, bevontunk elméleti fizikusokat is.

optika

θ

elektronágyú fotonok, elektronok, ionok

109

21P n=3

intenzitás (önk. egys.)


He E0 = 29,6 eV θ = 20˚

5 3

3

2P

20

×5

6 7

22 23 24 25 energiaveszteség (eV) 2. ábra. He energiaveszteség-spektruma 29,6 eV ütközési energián, 20° szórási szögnél. Bejelöltük a gerjesztett elektronállapotok fôkvantumszámát és a legalacsonyabb gerjesztett állapotnál feltüntettük a gerjesztett szint szimbólumát.

21

csék és diafragmák segítségével jól kollimált nyalábot állítottunk elô. A kezdô energia-félszélesség (félszélesség a maximális érték felének magasságában) körülbelül 0,5 eV. A szélességet tovább csökkentettük azzal, hogy a nyalábot energiaszelektoron bocsátottuk keresztül. Henger alakú elektrosztatikus lencséket és elektrosztatikus félgömb alakú vagy hengeres energiaszelektort használtunk. A nyalábot a kívánt E0 ütközési energiára gyorsítottuk és úgy fókuszáltuk, hogy a céltárgymintát 90° szög alatt keresztezze. A θ és ϕ szöggel meghatározott, kiválasztott irányban szórt elektronokat nagyon kis (körülbelül 0,001 szteradián) térszögön belül gyûjtöttük össze. Az elektronokat újra fókuszáltuk, az energiájukat ugyanúgy analizáltuk, mint a beesô nyalábét. Az energiaszelektoron csak a kiválasztott ER maradékenergiával rendelkezô elektronok haladhatnak át, ezeket részecskedetektorral és impulzusszámlálóval, sokcsatornás számlálótechnikával azonosítjuk. A jelet egy meghatározott paraméter (például E0, ER, θ) függvényében regisztráljuk. Az ütközéskor keletkezett szekunder részecskéket (fotonok, elektronok, ionok, alap-, illetve gerjesztett állapotú semleges fragmentumok) is ki lehet mutatni, akár egyenként, akár többféle koincidenciában. A céltárgymintát (gázsugarat) úgy állítjuk elô, hogy kis furaton, csövön vagy kapillárisokon engedjük át a gázt, kollimálással vagy anélkül. Bizonyos esetekben alkalmaztunk nagy sûrûségû, alacsony hômérsékletû céltárgymintát (szuperszonikus céltárgynyalábot), illetve – szobahômérsékleten kis nyomással rendelkezô anyagok esetén – magas hômérsékletû tégelyforrást. A céltárgy-gázáram sûrûsége általában 10−3 torr körül van. A berendezést vákuumkamrában állítjuk össze, ahol egy kísérlet alatt a háttérnyomás nem lépi túl a 10−5 torr értéket. Ilyen nyomáson az elektronok szabad úthossza nagy a céltárgy méretéhez képest, ezért csak egyetlen ütközés léphet fel. Fontos a szórást befolyásoló kóbor elektromos és mágneses mezôk kiküszöbölése, ezért elektromos és mágneses árnyékolást alkalmazunk. 110

5p6 6s 2S I.P.

5s2 5p6 1S I.P. 5s2 5p5 6s2 1P I.P.

×50

n=4

21S

2S

Ba (… 4p6 4d10 5s2 5p6 6s2 1S) θ = 5˚ E0 = 100 eV

1

5

10 15 energiaveszteség (eV)

20

25

3. ábra. Ba energiaveszteség-spektruma (magyarázat a szövegben)

A szórási kísérletekhez használt berendezés sokféleképpen mûködtethetô. Legtöbbször a szórt elektron által keltett jel intenzitását mérjük az ütközésben résztvevô elektron energiaveszteségének függvényében (∆E = E0 − ER ), állandó E0 és θ mellett. (Feltételezzük, hogy a szórás független a ϕ azimutszögtôl, habár késôbb az ellenkezôjére is lesz példa. A 2. ábra a He-céltárgy esetén kapott energiaveszteségi spektrumot mutatja a 19,5–25,5 eV intervallumban, E0 = 29,6 eV energián és θ = 20° szög alatt. A csúcsok helyei a céltárgyatomok energiaszintjeirôl adnak felvilágosítást, a jel erôssége pedig a hatáskeresztmetszetet, azaz a folyamat létrejöttének valószínûségét határozza meg. A zérus energiaveszteségû (nem ábrázolt) csúcs a rugalmas ütközéseknek felel meg. Ez általában nagyobb, mint az ábrázolt rugalmatlan szórási csúcsok. A szuperelasztikus szórással kapcsolatos csúcsok (amikor az elektron nyer energiát a gerjesztett céltárgymintától) a rugalmas szórási csúcs másik oldalán jelennek meg. Az ábrán mutatott csúcsok a He-atomoknak az alapállapotból magasabb állapotokba való gerjesztéseinek eredménye. Összetettebb, nehezebb atomok esetében az elektronütközéssel kapott energiaveszteségi spektrum jóval bonyolultabb. Ezt a 3. ábra mutatja a Ba-atomok esetén. Itt az 5,2 eVes, elsô ionizációs szint alatti csúcsok a 6s vegyértékelektronnak a különbözô nl pályákra történô gerjesztésével kapcsolatosak (n és l a fô-, illetve azimutális kvantumszámot jelenti). 5,2 eV energiaveszteségnél az egyik 6s-elektron szabaddá válik, az 5,2–15,2 eV energiaveszteségi intervallumban mindkét 6s-elektron egyszerre gerjesztôdik. 15,2 eV elérésekor mindkét elektron ionizációja következtében az alapállapotú Ba2+-ionok kontinuuma áll elô. E fölött a határ fölött bekövetkezik az 5p-elektron, illetve a 6s- és 5p-elektronok egyidejû gerjesztése. Az 5p-elektronok ionizációs határa 21,2 eV, e fölött az energia fölött lehetségessé válik az 5s-elektronok (és/ vagy a 6s-, 5p- és 5s-elektronok szimultán) gerjesztése. Még nagyobb energiaveszteségek esetén a 4d-héj gerjesztése is észlelhetô. 5,2 eV felett a gerjesztés jellege általában rezonancia alakú, mivel a diszkrét gerjesztések és az alatta elhelyezkedô kontinuum interferálnak. Molekuláris céltárgyminta esetén az elektronállapotok gerjesztésén és az ionizáción kívül számos más folyamat is lejátszódik. Ezekben elôfordulnak rotációs és vibrációs gerjesztések, FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

20 H2 E0 = 10 eV θ = 20˚

0–2

18

v′ = 1

1–3 2–4 3–5 4–6

×100

×64

14

v′ = 2

12 ×256

10 8 6 4

–0,08

0 0,04 0,08 0,12 0,16 energiaveszteség (eV) 4. ábra. H2 rotációs gerjesztési spektruma. Az egyes gerjesztések J ″–J ′ értékeit feltüntettük.

disszociáció semleges és ionos fragmentumokra, disszociációs összekapcsolódások stb. A hidrogénmolekula az egyetlen, amelynél a rotációs gerjesztés csúcsai a jelenlegi elektronszórási technikai módszerekkel felbontható. A 4. ábrá n a 10 eV ütközési energia és 20° szórási szög esetén kapott energiaveszteség-spektrumot mutatjuk be, itt megadtuk a kezdeti és végsô impulzusmomentumkvantumszámokat is. Az 5. ábrá n nitrogénmolekula vibrációs gerjesztését ábrázoltuk 20 eV ütközési energián és 138° szórási szögnél. Itt az energiaveszteségi csúcsok a v ″ = 0 vibrációs alapállapotból a v ′ vibrációs állapotba való gerjesztéseknek felelnek meg. (A rotációs gerjesztésbôl eredô csúcsok nincsenek feloldva.) A 6. ábra a H2-molekula elektronállapotainak és az elektronállapotoknak megfelelô vibrációs állapotok gerjesztéseit mutatja 30 eV ütközési energiánál és 10° szórási szögnél. A gerjesztett elektronállapotok jelét és a vibrációs kvantumszámokat feltüntettük. Energiaveszteség-spektrumot felvehetünk úgy is, hogy ER és θ rögzített. Ebben az esetben az E0 és ∆E értéket együtt változtatjuk, és így minden gerjesztés a saját küszöbértéke felett ugyanakkora ütközési energiájával történik. Ez a módszer akkor hasznos, ha küszöb közeli ütközési energiával dolgozunk, amikor az állandó E0 6. ábra. H2 elektrongerjesztése. Jelöltük a kiemelkedô szinglett állapotok gerjesztését.

C1Πu


B1Σu+

0

H2 E0 = 30 eV θ = 10˚

0

1 1

2

3 4

2

3

4

5 5

6 6 7

8

v′ = 3

2

–0,04

E1Σg+

N2 E0 = 20 eV θ = 138˚

16 intenzitás (103 jel/min)


×10

5 jel/min v′ = 4

0 0

0,2

0,4

0,6 0,8 1 1,2 1,4 1,6 energiaveszteség (eV) 5. ábra. N2 vibrációs gerjesztése (magyarázat a szövegben)

módszer azért nem alkalmazható, mert a detektor optikájának energiaérzékenysége jelentôsen megváltoztathatja magát a spektrumot. A harmadik módszernél a detektort úgy helyezzük el, hogy (állandó θ-értéken) csak kiválasztott ∆E sávba esô elektronokat bocsásson át – ilyenkor E0 változtatásával vesszük fel a spektrumot. Ezzel a módszerrel egy adott szórási folyamatban (csatornában) az ütközés energiafüggését tanulmányozhatjuk. A 7. ábrá n látunk erre példát, amikor a rugalmas csatornában 90° szórási szögnél hélium-céltárgyat vizsgáltunk. Jó példa ez a kioltó (destruktív) interferenciára. A [3] és a [4] irodalmi hivatkozás részletesebben ismerteti az általánosan alkalmazott elektronszórási technikát és eljárásokat, valamint a laboratóriumunkban használt speciális módszereket.

Elektronütközéses spektroszkópia Az elôzôekben ismertetett módszerekkel elôállított energiaveszteség-spektrum sok szempontból hasonló a fotoabszorpciós spektrumokhoz, de vannak lényeges kü7. ábra. Rugalmas csatornában, 90° szórási szögnél észlelt 19,3 eV-os rezonancia He-ban.

6000

jel/csatorna

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14

4000

1

0

0

11,5

12

12,5 13 13,5 energiaveszteség (eV)

14

1

2

14,5

3

D Πu

15


2000 19,2

He θ = 90˚ ∆E = 0 eV

19,3 19,4 E0 (eV)

19,5

111

1s2p 3P

1s2s 3S

1s2p 1P


125˚

1s2s 1S

×50 50˚

5˚

×20

×20

19,6

20 20,4 20,8 21,2 energiveszteség (eV) 8. ábra. Az energiaveszteség-spektrum változása a szórási szöggel, Heban, 40 eV ütközési energián.

lönbségek is. (Ha csak a kísérleti technikát vesszük figyelembe, látjuk, hogy egyes optikai spektrális tartományok felvételéhez különbözô eljárások szükségesek, míg az energiaveszteség-spektrum egyetlen menetben felvehetô, az infravöröstôl a röntgentartományig.) A nagyenergiájú elektronütközéseknél a céltárgy erôsen pulzáló elektromos teret érzékel. A tér frekvenciakomponensei Fourier-transzformációval megkaphatók, ezek egy széles sávban olyan frekvenciákból állnak, amelyek intenzitása nagyjából egyforma. A nagyenergiájú elektronok tehát ideális fényforrás-kontinuumot képviselnek, és pszeudofotonokként használhatók fel. Az ilyen elektronokkal keltett energiaveszteség-spektrum nagyon hasonlít az optikai abszorpciós és ionizációs spektrumokhoz. Más szóval: a nagyenergiájú elektronütközéses gerjesztésnél érvényesek az optikai kiválasztási szabályok, ezért a szórási mérésekbôl információkat kaphatunk a fotoabszorpciós és ionizációs folyamatokról. Különösen fontos ez a távoli UV- és röntgentartományokban, ahol – a szinkrotronsugárzás kivételével – nem könnyen jutunk hozzá megfelelô fényforrásokhoz. Az elektronütközéses berendezés ezért a „szegény ember szinkrotronjá”-nak fogható fel. Az ilyen energiájú elektronok viselkedése a határfeltevések alapján érthetô meg, melyek szerint (az elektronütközési hatáskeresztmetszettel arányos) általánosított oszcillátorerôsség a zérus impulzusátadás határán az optikai f -értékhez konvergál. (Részletesen kifejtik ezt [5]-ben.) 112

Kis energiákon elôállított elektronütközéses energiaveszteség-spektrumban (különösen nagy szórási szögeknél) gyakran dominálnak az optikailag tiltott gerjesztések. Olyan folyamatok, ahol a céltárgy állapotában spinváltozás következik be, könnyen kelthetôk az ilyen energiákon létrehozott elektroncserével. A kisenergiájú elektronszórás másik jellemzôje az, hogy a hatáskeresztmetszetekben gyakran fordulnak elô olyan rezonanciák, amelyek minôsége erôsen változik az ütközési energiával. Mivel az ilyen energiájú elektronok sebessége hasonló a céltárgy kötött elektronjaiéhoz, úgy is tekinthetjük a becsapódó elektront, mintha átmenetileg kötésbe kerülne, azaz negatív ion állna elô. Ennek a negatív ionnak az élettartama (klasszikus képpel élve) hosszabb, mint a keringési idô, ezért tulajdonságait azonosítani tudjuk. Az összetett (compound ) állapot képzôdésének fogalmát ugyan gyakran használják az atommagfizikában, de ezt a kisenergiájú elektronok ütközésének fizikájában csak 1963-ban fedezték fel [6]. A direkt- és a rezonanciaszórás interferenciája meghatározza a rezonanciagörbe alakját (lásd például a 7. ábrá t). Molekulákban bekövetkezô rezonancia-elektronbefogás gyakran semleges és ionos részekre történô disszociációt idéz elô. Egy molekuláris rezonanciaállapot szétesése szintén nagy hatásfokkal képes eredményezni rotációsan és vibrációsan gerjesztett elektron-alapállapotú mintákat. A közepes energiájú ütközési folyamatok nagy gyakorlati jelentôséggel bírnak. Ezeken az ütközési energiákon sokféle folyamatnak (rugalmas szórás, gerjesztés, ionizáció, disszociáció stb.) maximális a hatáskeresztmetszete. Nem alkalmazhatók az optikai kiválasztási törvények, ezért mindenfajta gerjesztés elôfordulhat. A 8. ábra a He energiaveszteség-spektrumát ábrázolja három szórási szögnél, E0 = 40,1 eV energián. Ezek erôsen különböznek egy optikai abszorpciós spektrumtól, mivel ebben a hullámhossz-tartományban lényegében csak a 21P gerjesztés fordul elô. A többi gerjesztési fokozat nagyon gyenge (például a 23P gerjesztés 10 nagyságrenddel gyengébb, mint a 21P), az energiaveszteség-spektrumban ellenben minden lehetséges gerjesztés megjelenik, és a 9. ábra. UF6 energiaveszteség-spektruma a 2–10 eV tartományban (pontozott vonal). A spektrum felbontása nyolc komponensre (folytonos vonal). 5,87 UF6 E0 = 40 eV θ = 90˚


He (1s2 1S) E0 = 40,1 eV

6,98

8,01

5,66 9,32 4,92

4,14 3,22

2

3

4

5 6 7 energiaveszteség (eV)

8

9

FIZIKAI SZEMLE

10

2004 / 4


H2 E0 = 40 eV θ = 135˚

rugalmas

J = 1→3

–0,2

–0,1 0 0,1 0,2 0,3 energiaveszteség (eV) 10. ábra. H2 rotációs gerjesztési spektruma nagy (135°) szórási szögnél.

relatív csúcsmagasság erôsen változik a szórási szöggel. Kis szórási szögeknél az optikailag megengedett átmenetek dominálnak, míg nagy szögeknél az optikai spin és/ vagy szimmetria alapon tiltott jelek erôssége összemérhetô a megengedett jelekével. Az energiaveszteség-spektrumnak ezt a tulajdonságát arra lehet felhasználni, hogy meghatározzuk a céltárgy olyan energiaszintjeit, amelyeket optikai eszközökkel nem tudunk kimutatni. Erre felhozhatjuk példának az UF6 energiaveszteség-spektrumát, amelyet a 9. ábra szemléltet. Az urán izotópjainak szétválasztásánál szükséges volt megtudni, melyik az UF6 legalacsonyabb elektronenergia-szintje. A spektrum azt mutatja, hogy nem létezik 3 eV alatti állapot. Az optikailag tiltott gerjesztések nagy valószínûséggel történô megjelenése az elektronütközéseknél metastabil képzôdmények elôállítására és tanulmányozására is felhasználható. A kis és közepes energiájú elektronütközéses gerjesztésekben nem alkalmazhatók ugyan az optikai kiválasztási szabályok, léteznek azonban minden energiára érvényes szabályok. Csoportelméleti meggondolásokkal levezettük azokat a kiválasztási szabályokat, amelyek mind atomi, mind molekuláris gerjesztésre alkalmazhatóak [7, 8]. Bebizonyítottuk, hogy atomok esetén az Sg–Su átmenet általánosan tiltott (ha a relativisztikus hatást elhanyagoljuk), ezen túlmenôen a 0° (és 180°) szög alatti szórás is tiltott, ha az (Li + pi + Lf + pf ) összeg páratlan. Li és Lf a perdület, pi és pf pedig az atom elektronállapotának paritását jelenti a kezdeti és végállapotban. Molekulákra csak két speciális esetben léteznek kiválasztási szabályok: a) a molekula bármely orientációja esetén 0° és 180°-os szórásnál, b) bármilyen szögû szórásnál, a molekula bizonyos speciális orientációja esetén. Az a) esetre példa: 0° és 180°-os szórásnál tiltott a Σ−–Σ+ átmenet. Ezt a tiltást észleltük oxigénmolekulában X3Σ−g -rôl b1Σg+-re történô gerjesztéskor [9], ez vezetett bennünket a fenti kiválasztási szabályok megállapításához.

A 10. ábrá n látható, hogy nagyszögû elektronütközéskor könnyen bekövetkezik rotációs gerjesztés, habár homonukleáris molekulákban a rotációs gerjesztés optikailag tiltott. Ugyanez érvényes az 5. ábrá n bemutatott vibrációs gerjesztésre. Ez az ábra azt is bizonyítja, hogy milyen nagy az elektronszórási mérések érzékenysége: látható, hogy olyan jelek, melyeket percenként néhány elektron idéz elô, még könnyen észlelhetôk.

Hatáskeresztmetszet-mérések Az ütközési folyamatot mennyiségileg a szórási hatáskeresztmetszettel, azaz a folyamat bekövetkeztének valószínûségével jellemezhetjük. A hatáskeresztmetszet általában az ütközési energiától, a szórás szögétôl és az energiaveszteségtôl függ. Diszkrét gerjesztések mérésekor a hatáskeresztmetszetet a vonalprofil mentén integráljuk, így kiküszöböljük az energiaveszteségtôl való függést. A rezonanciától távol esô ütközési energiákon a hatáskeresztmetszet csak lassan változik az energiával, és az elektronnyaláb energiaeloszlása tekintetében állandónak tekinthetô, ezért szükséges (egy nominális E0 ütközési energiára) olyan hatáskeresztmetszetet definiálni, ami csak a θ és ϕ szórási szögtôl függ. A legtöbb szórási kísérletben azonban a céltárgyminták gömbszimmetrikusak, vagy véletlenszerû eloszlást mutatnak, ezért a ϕ-függéstôl eltekinthetünk. Ennek következtében legtöbbször egy folyamat nominális ütközési energiára és nominális szórási szögre vonatkozó differenciális hatáskeresztmetszetét mérjük, átlagolva a mûszer energia- és szögfelbontó-képességére. Ezt a továbbiakban DCS(E0, θ)n-nel jelöljük (Differential Scattering Cross Section ), és cm2/szteradián egységben adjuk meg. Itt n jelzi a specifikus folyamatot. A teljes szórási szögtartományra integrálva kapjuk a Qn (E0) integrális hatáskeresztmetszetet, cm2-ben. Az integrális hatáskeresztmetszetet számos gyakorlati alkalmazásban használják, és egyes esetekben ez közvetlenül is mérhetô. A differenciális hatáskeresztmetszet részletesebben tájékoztat az elektron–céltárgy kölcsönhatásról, a céltárgyminta tulajdonságairól, ezért elméletileg felállított modellek szigorúbb ellenôrzését teszi lehetôvé. Az integrális hatáskeresztmetszetek összege adja a totális szórási hatáskeresztmetszetet, Qtot -ot. Ezt a mennyiséget elektrontranszmissziós vagy visszalökôdési technikával is lehet mérni, de ez kevesebb információt szolgáltat a szórási folyamat részleteirôl, mint az integrális hatáskeresztmetszet. Azokban a kísérletekben, amelyekben a szórt elektron által keltett jelet más szekunder részecskékkel való koincidenciával összekötve mérjük (a szekunder részecske energiáját és szögét is figyelembe véve), magasabb rendû differenciális hatáskeresztmetszeket is definiálhatunk és mérhetünk. A kísérletileg kapott hatáskeresztmetszet lényegében átlag, vagy egymástól el nem választható folyamatok (például mágneses mellékállapotok, hiperfinom-állapotok, vagy rotációs állapotok stb.) összegezett eredménye.


113

B1Σu+ c3Πu intenzitás (önk. egys.)

a3Σg+

10–15 σelas (0–2)

10–16

(1–3)

σtot

H2

σion

(v´ = 1) σB

Qexc

–17

10

0,1

C1Πu E1Σg+ e3Σu+ 11

12 13 14 15 energiaveszteség (eV) 11. ábra. A 6. ábrán bemutatott H2-spektrum számítógépes felbontása gerjesztett elektronállapot-komponensekre.

Ha két vagy több nemdegenerált átmenet véletlenül átfedi egymást, és nem választhatók széjjel, akkor a mérés eredménye a megfelelô hatáskeresztmetszetek összege lesz. A szórási folyamat kvantummechnikai leírása a komplex szórási amplitúdóval lehetséges, a szórási amplitúdó abszolút értéke négyzetébôl számíthatjuk ki DCS értékét. A differenciális hatáskeresztmetszeteket csak meglehetôsen bonyolult módon tudjuk kihámozni a mért szórási intenzitásokból. A pontos (néhány százalék hibával történô) meghatározás nehéz feladat, különösen kis és közepes energiákon, ezért van a hatáskeresztmetszetekrôl olyan kevés adatunk. A hatáskeresztmetszeteknek a mért energiaveszteség-spektrumból történô meghatározása csak több, nehézkes lépésben lehetséges. Az energiaveszteség-spektrumban az egyes folyamatokra vonatkozó csúcsok átfedik egymást, és dekonvolúciós módszereket kell alkalmazni, hogy az egyes folyamatokhoz (vagy egynél több, szétválaszthatatlan folyamat összegéhez) tartozó szórási intenzitásokat meghatározhassuk. Példaképpen a 11. ábrá n a H2-nek a 6. ábrá n bemutatott energiaveszteség-spektrumát bontottuk fel összetevô elektronátmenekre. (Részletek a [3, 9 és 10] hivatkozásban találhatóak.) A DCS-nek a mért jelintenzitásokból történô meghatározásakor még egy nagy probléma lép fel. A mért jel számos olyan szórási esemény összetevôdésébôl származik, amelyek az elektron és a cáltárgynyaláb keresztezôdése által meghatározott térfogaton belül játszódnak le. A mûszer ezeket az észlelési kúpban egyszerre „látja”. A két mennyiség kapcsolatának leírásában integrálni kell minden egyes szórási pontban a detektálási térszögtartományra, azon kívül integrálni kell a szórási térfogatra, amelyben minden szórási ponthoz olyan súlyfaktor tartozik, amellyel figyelembe vesszük a céltárgyminta sûrûsé114

hatáskeresztmetszet (cm2)

H2 E0 = 30 eV θ = 10˚

1

10 100 1000 ütközési energia (eV) 12. ábra. H2 totális és integrális rugalmas és rugalmatlan szórási hatáskeresztmetszetének összefoglalása (jobb alsó indexek). B a B1Σ+u állapot gerjesztése, exc pedig az összes elektronállapot-gerjesztés összege. (0–2) és (1–3) [két adatsorozat] a (J ″–J ′) rotációs gerjesztéseket jelenti, (v ′ = 1) pedig a v ″ = 0-ról a v ′ = 1-re történô vibrációs átmenet gerjesztéseit. További részletek [13]-ban.

gét és az elektronnyaláb-fluxust. Az egyenletben ezen kívül szerepelnie kell egy, a megfigyelésre vonatkozó általános hatásfoktényezônek is. Az összes paramétert, amely ebben az egyenletben szerepel, nehéz minden egyes mérésre meghatározni vagy becsülni, ezenkívül a paraméterek a mérés idôtartama alatt is változnak. (Részletesen tárgyalja ezt [3, 4 és 11].) Elkerülhetjük a direkt módszer kísérleti paramétereinek pontos meghatározását a relatív áramlási technika alkalmazásával [3 és 12]. Itt azonos kísérleti körülmények között mérjük a vizsgálandó céltárgy rugalmas szórási intenzitását, és egy olyan céltárgyét, melyre a rugalmas DCS-érték ismert, majd a két intenzitás hányadosát vetjük össze a két DCS-érték hányadosával. Az egyetlen ismeretlen tényezô itt a két céltárgyminta sûrûségének hányadosa, amelyet relatív áramlási technikával meg lehet határozni. Ha már a vizsgált gáz rugalmas DCS-értékeit ismerjük, akkor ezekbôl levezethetjük a céltárgyminta más hatáskeresztmetszeteit, mégpedig az energiaveszteség-spektrumban mért rugalmatlan/rugalmas szórási intenzitások hányadosaiból. A rendelkezésre álló hatáskeresztmetszetek nagy részét ilyen módszerrel kapták. A 12. ábrá n a H2-molekula totális és integrális hatáskeresztmetszetét ábrázoltuk.

Elektron–foton koincidenciamérések Említettük már, hogy ha a szórási folyamat részleteirôl többet akarunk megtudni, mérnünk kell a szórt elektron által keltett jel és az ütközéskor keltett valamelyik szekunder ütközési termék koincidenciáját. Most csak az elektron–foton koincidenciát vizsgáljuk. Ezekben a kísérletekben információt kaphatunk arról, hogy gerjesztés következtében a céltárgy valamelyik kiválasztott nívója hogyan bomlik diszkrét mágneses alnívókra. A kísérletet kétféleképpen végezhetjük: mérhetjük a foton polarizációs jellemzôit vagy a szögeloszlását koincidenciában a megfelelô szórt elektronnal. A kétféle mérés eredményei hasonlóak, mivel a fotonok polarizációja és szögeloszlása egymással összefüggô mennyiségek. A koincidencia felFIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

3

2

1

P1

1

D2

Ba (… 5p6 6s2 1S0) E0 = 30 eV θ = 5˚

3

P

0 2 1

lézer ki

intenzitás (104 jel)

1 1

0 3

×50 ×1

P1 1

S0

lézer be

3 1

D2 1

S0

3

D

1 3 2

D2 1D2 3P1 P2 3D2

3

2

1

0

×500 ×1 –2

–1 0 energiaveszteség (eV)

1

2

13. ábra. Ba energiaveszteség-spektruma. A felsô spektrumot alapállapotú atomok elektronszórásából kaptuk (lézer ki állása). Ez magában foglalja a rugalmas és a rugalmatlan szórás adatait. Az alsó spektrum (lézer be állása) ezen felül a gerjesztett atomok (1P, 1D és 3D) szórási folyamatait is tartalmazza. További magyarázatok a szövegben találhatók.

tétele egy koherensen gerjesztett mágneses alcsoportot választ ki, és így a mérésekbôl elvileg nemcsak a mágneses alhéjgerjesztés hatáskeresztmetszetére tudunk következtetni, de a komplex szórási amplitúdóra is (abszolút érték és fázisszög). A koherencia itt a gerjesztett degenerált mágneses alhéjak gerjesztésére vonatkozik. Ekkor a hatáskeresztmetszetet az amplitúdók összegének négyzetébôl kapjuk, és ugyanakkor interferenciatagok lépnek fel. (A mágneses héjak inkoherens gerjesztésekor a szórási amplitúdók négyzetösszegeinek átlagát kell venni, ha ki akarjuk számítani a fel nem bontott mágneses alhéjakra átlagolt hatáskeresztmetszetet.) A korábbi koincidenciamérések nagy részét He-on végezték, de az újabb technikai módszerekkel már nehezebb atomi céltárgyakat, illetve bonyolultabb gerjesztési folyamatokat is tanulmányozni lehet. További részletek és adatok találhatók a [14] és [15] irodalmi hivatkozásban. Molekuláris céltárgyakkal kevesen foglalkoztak, mi rotációs feloldású elektron–foton koincidenciaméréseket végeztünk a H2 d3Πu elektronállapotainak gerjesztéseivel kapcsolatban [16].

Elektronszórás gerjesztett mintákon Az elektronok ütközése gerjesztett atomokkal vagy molekulákkal sok plazmarendszerben kiemelkedô szerepet játszik. Nagyon fontos az elektronok ütközése metastabil képzôdményekkel, mivel az utóbbiaknak hosszú az élettartama, nagy a hatáskeresztmetszetük és a szuperelasztikus ütközésnél nagy energiát adnak át az elektronoknak. Az elektronoknak gerjesztett mintákkal történô

ütköztetéséhez a céltárgyat elô kell készíteni, ezért a kísérlet két lépésben megy végbe. Az elôkészítést általában elektronütközéssel, fotonelnyeléssel vagy rezonancia környéki töltéscserével végzik. Az eredmény kevert minta, amelyben alapállapotú és gerjesztett minták (általában egynél több gerjesztett minta) találhatók. A lézer alkalmazása az elôkészítési stádiumban lehetôvé teszi, hogy nagyon specifikusan gerjesztett atomi mintaegyüttest készítsünk nagy hatásfokkal, de különleges figyelmet kell fordítani a polarizációs és koherenciahatásokra. Lézerrel speciális izotópok specifikus finom és hiperfinom nívóit gerjeszthetjük. Szuperelasztikus ütközéssel 10−8 eV felbontást is elérhetünk, szemben a hagyományos elektronszórással kapott 10−2 eV felbontással. Egyes esetekben a teljes populációnak körülbelül 50%-a megy át direkt gerjesztett állapotba, és ha kaszkád átmenet lehetséges az alacsonyabb metastabil állapot(ok)ba, akkor végül a teljes populáció metastabil állapot(ok)ba kerül. A szintek populációit a sûrûségmátrix-módszerrel számíthatjuk ki [17]. (A bomlásegyenlet-módszer [rate equation approach] koherenciaeffektusok miatt nem alkalmazható.) A lézer polarizációjával befolyásolhatjuk a mágneses alnívó-populációt úgy, hogy a célmintában párhuzamos beállítódást (alignment ), illetve orientációt idézhetünk elô, mely esetben a szórási hatáskeresztmetszet meghatározásakor a ϕ-függést is figyelembe kell venni. Ilyenkor (kis céltárgysûrûség esetén) a lézer koherenciatulajdonságai átvihetôk a céltárgyrendszerre. A gerjesztett atomok állapota a mágneses alhéjállapotok koherens szuperpozíciója lesz, és ezzel sikerült az atomi céltárgyegyüttest koherensen elôkészíteni. A koherens állapot természetét a lézer geometriai elrendezése és polarizációja határozza meg. Nagyon fontos, hogy pontosan ismerjük az elôkészített céltárgy állapotát és az egész céltárgyrendszert azért, hogy jól definiálhassuk a mért hatáskeresztmetszeteket, és képesek legyünk ezeket összehasonlítani más kísérleti és elméleti adatokkal. A 13. ábra a Ba energiaveszteség-spektrumát mutatja be a lézer „be”, illetve „ki” állásában. (Az adott esetben nagy volt a céltárgy sûrûsége azért, hogy a polarizációs és koherenciahatásokat sugárzási csapdával kiküszöbölhessük.) A lézer be helyzetéhez tartozó spektrumban az energiaveszteség oldalon sok új folyamatot észleltünk, ezek a már gerjesztett minták újabb gerjesztésének felelnek meg. Az energiafelvétel oldalon többféle szuperelasztikus folyamat jelentkezik. A kísérleti technika leírása és az eredmények összefoglalása megtalálható a [18] hivatkozásban. A lézerrel preparált céltárgyminták elektronszórásának mérései az elektron–foton koincidenciakísérletek idôbeli inverzének tekinthetôk, így csak a nyíl irányát kell megfordítani az 1. ábrá n: most (E0 + ∆E ) lesz az ütközési energia és E0 a maradékenergia. Ezekbôl a kísérletekbôl ugyanazt az információt kapjuk, mint az elektron/foton koincidenciamérésekbôl, de a jelfelvétel körülményei sokkal jobbak, és még többletinformációhoz is juthatunk (magasabb rendû állapot-multipólusok). A lézergerjesz-


115

tést az elektronszórási mérésekben 1970-ben Hertel és munkatársai vezették be Na-mintán [19]. Mi nem sokkal késôbb kezdtük el a Ba-on végzett méréseket [20, 21], azóta számos atomi mintán végeztek vizsgálatokat. Kísérleteink túlnyomó részében a szuperelasztikus szórási jel változását határoztuk meg a lézer polarizációjának és geometriájának változtatásával, ebbôl kapják meg – Macek és Hertel elméletének felhasználásával [22] – az elektronütközési koherenciaparamétereket (electron impact coherence parameter, EICP). Ezek a paraméterek jellemzik az (izotróp, inkoherens alapállapotból elôálló) hipotetikus, inverz gerjesztési folyamat állapotának koherenciatulajdonságait. Lézerrel gerjesztett Ba-atomokon rugalmas szórási méréseket is végeztünk, publikáltuk az EICP-értékeket, a mágneses alnívók jellemzô szórási amplitúdóit és hatáskeresztmetszeteit [23]. Néhány mérés során a szórási térfogatot mágneses térbe helyeztük azért, hogy a Ba(21P) mágneses alnívók felhasadjanak, és ezeken az alnívókon vizsgáltuk az ionizációs hatáskereszmetszetet. A mi kísérleti feltételeink között nem találtunk a mágneses alnívók kvantumszámától való függést. Publikáltuk ezenkívül az 1P mágneses alnívókra, valamint a kombinált (1D + 3D) metastabil nívókra vonatkozó, átlagolt ionizációs hatáskeresztmetszeteket [24]. Egy másik érdekes eset, amikor erôs elektromágneses térbe (erôs lézersugár) helyezett atomon szóródik az elektron. Ezekben a kísérletekben a foton energiája (még sokfotonos folyamatokban is) távol esik a rezonanciától, így minimális lesz a lézer–céltárgy kölcsönhatás. Ekkor a fotonmezô és a szabad elektron között lép fel domináns kölcsönhatás. A szóró elektron fotonemissziója, illetve -abszorpciója (indukált vagy inverz fékezési sugárzás) következtében az energiaveszteség-spektrumban az eredeti (elektromágneses tér nélküli) rugalmas és rugalmatlan csúcsok két oldalán oldalcsúcsok (szabad–szabad csatornafolyamatok) jelennek meg. Ezek a szabad–szabad csúcsok egymástól azonos fotonenergia-távolságra vannak. (További részletek [25]-ben.) A szabad–szabad csatornában a helyzet a rezonancia szempontjából bonyolultabb, mert rezonancia nemcsak akkor következik be, amikor az elektron energiája megfelelô, de akkor is, amikor a foton energiája vagy az elektron+foton energiaösszege lesz megfelelô [26]. Megkíséreltük ezeknek a jelenségeknek a tanulmányozását, de a rendelkezésünkre álló (körülbelül 106 watt/cm2 folytonos hullámú) CO2-lézer energiája kicsi volt ahhoz, hogy értékelhetô adatokat kapjunk.

Elektronszórási kísérletek polarizált elektronokkal Az eddigi tárgyalás polarizálatlan elektronnyaláb szórására vonatkozott, amikor is a mérési eredményekbôl elektronspinre átlagolt hatáskeresztmetszet-értékeket kaptunk. Újabban kísérletek folynak polarizált elektronokkal is, ezek eredményeit nem ismertetem, de részletesen tárgyalja a [27] hivatkozás. 116

Záró megjegyzések Az elektronütközéses fizika területén ma is sokan aktívan dolgoznak. Kísérleti téren két fô célkitûzés szerepel. Egyrészt hatáskeresztmetszet-méréseket végeznek azért, hogy adatokat szolgáltassanak gyakorlati felhasználásokhoz. Másik cél a kísérleti technika olyan tökéletesítése, hogy (majdnem) tökéletes kísérleteket hajthassunk végre, ahol minden paraméter pontosan definiált, és ne kelljen definiálatlan mennyiségek átlagát meghatározni. Szélsôséges feltételek között (például mágneses térben, csapdázott mintákon, nagyon alacsony hômérsékleten) még nem vizsgáltak elektronszórást. Az elméleti kutatások terén jelentôs sikerekrôl lehet beszámolni. Szofisztikált elméleti módszereket fejlesztettek ki, és egyszerû atomi mintákra már megbízhatóan lehet a hatáskeresztmetszeteket számítani, míg molekuláris mintákra már nem lehet ezt elmondani. Az általános vélemény szerint kísérleti adatokra van szükség az elméleti módszerek ellenôrzéséhez, amelyeket azután fel lehet használni arra, hogy nagy tömegben kapjunk hatáskeresztmetszeteket, amelyek kísérleti mérése nagyon nehéz és idôt igénylô feladat lenne. A legújabb eredményekrôl a kétévenként tartott Nemzetközi Foton, Elektron és Atomi Ütközések Konferencián (International Conference on the Photonic, Electronic and Atomic Collisions, ICPEAC) valamint ennek szatellitülésein számolnak be. Irodalom 1. J. FRANCK, G. HERTZ – Verk. Dent. Phys. Ges. 16 (1914) 457 2. E.G. DYMOND – Phys. Rev. 29 (1927) 3. S. TRAJMAR, D.F. REGISTER – Electron Molecule Collisions (Eds. K. Takayanagi, I. Shimamura ) – Physics of Atoms and Molecules Series (Series eds. P.G. Burke, H. Kleinpoppen ) Plenum Press, New York, 1984, Chapter VI, pp. 427–493 4. S. TRAJMAR J.W. MCCONKEY – Advances in Atomic, Molecular and Optical Physics (Ed. M. Inokuti ) 33 (1994) 63 5. M. INOKUTI – Rev. Mod. Phys. 10 (1971) 104 6. G.J. SCHULZ – Phys. Rev. Lett. 10 (1963) 104 7. D.C. CARTWRIGHT, S. TRAJMAR, W. WILLIAMS, D.L. HUESTIS – Phys. Rev. Lett. 27 (1971) 704 8. W.A. GODDARD, D.L. HUESTIS, D.C. CARTWRIGHT, S. TRAJMAR – Chem. Phys. Lett. 11 (1971) 329 9. S. TRAJMAR, D.C. CARTWRIGHT, W. WILLIAMS – Phys. Rev. A4 (1971) 1482 10. M.A. KHAKOO, S. TRAJMAR – Phys. Rev. A34 (1986) 146 11. R. BRINKMANN, S. TRAJMAR – J. Phys. E 14 (1981) 245 12. S.K. SRIVASTAVA, A. CHUTJIAN, S. TRAJMAR – J. Chem. Phys. 63 (1975) 2659 13. S. TRAJMAR, D.F. REGISTER, A. CHUTJIAN – Physics Reports 97 (1983) 221 14. N. ANDERSON, J.W. GALLAGHER, I.V. HERTEL – Phys. Rep. 165 (1988) 1 15. J.A. SLEVIN, CHWIROT – J. Phys. B 23 (1990) 165 16. J.W. MCCONKEY, S. TRAJMAR, J.C. NICKEL, R. MCADAMS – J. Phys. B., 19 (1986) 2377 17. K. BLUM: Density Matrix Theory and Applications – Plenum Press, New York, 1981. 18. S. TRAJMAR, J.C. NICKEL – Advances in Atomic, Molecular and Optical Physics (Eds. D.R. Bates, B. Bederson ) Academic Press, Orlando, Florida, Vol. 30, pp. 45–103, 1992. 19. I.V. HERTEL, W. STOLL – J. Phys. B 7 (1974) 583 20. D.F. REGISTER, S. TRAJMAR, G. CSANAK, S.W, JENSEN, M.A. FINEMAN, R.T. POE – Phys. Rev. A28 (1983) 151 21. P.W. ZETNER, S. TRAJMAR, G. CSANAK – Phys. Rev. A41 (1980) 5980 22. J. MACEK, I.V. HERTEL – J. Phys. B 7 (1974) 2173 23. S. TRAJMAR, I. KANIK, M.A. KHAKOO, L.R. LECLAIR, I. BRAY, D. FURSA, G. CSANAK – J. Phys. B 32 (1999) 2801 24. S. TRAJMAR, J.C. NICKEL, T. ANTONI – Phys. Rev. A34 (1986) 5154 25. M. GAVRILA, VAN DER WIEL – Comments At. Mol. Phys. 8 (1978) 1 26. P.J.K. LANGENDAM, M.J. VAN DER WIEL – J. Phys. B 11 (1978) 3603 27. J. KESSLER: Polarized Electrons – Springer-Verlag, Berlin, 1985, 2nd ed.

FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

β-SPEKTROSZKÓPIÁTÓL AZ ATOMFIZIKÁIG A β-csoport kialakulása 1954-ben, a mai ATOMKI alapításának évében, a kísérletes magfizikai kutatások fejlesztésére létrehozott új intézetben öt lazán szervezett kutatócsoportban kezdôdött el a tudományos munka. A továbbiakban az öt csoport egyikének történetérôl, munkájáról és annak eredményeirôl lesz szó. Az alapítást követô években az Intézet egyre bôvült, épületekkel, berendezésekkel és létszámában is úgy, hogy 1961-ben már három kutatóosztály szervezôdött, köztük egy magspektroszkópiai és annak keretein belül egy β-spektroszkópiai csoport. 1976-ban pedig az Intézetben már négy tudományos osztály és három önálló kutatócsoport mûködött, köztük a volt „β-csoport” Nukleáris Atomfizika néven, amely 1981-ig osztály méretûvé nôtt, majd késôbb kialakult belôle a jelenlegi Atomfizikai Osztály és a jelenlegi Elektronspektroszkópiai Osztály egyik fele. Rövid bemutatásként soroltam fel az ötven év alatt változó elnevezéseket, hiszen sokan ezeknek csak egyikét vagy másikát ismerik, de lényegét tekintve mindvégig egy, idôvel lassan növekvô létszámú csoportról van szó. A történetünk úgy kezdôdött, hogy az ATOMKI alapításakor a debreceni egyetem (az akkori Kossuth Lajos Tudományegyetem) Kísérleti Fizikai Tanszékrôl az Intézetbe került egy félkész mágneses β-spektrométer, és Berényi Dénes kapta a feladatot, hogy fejezze be annak építését, keltse életre és találjon hozzá megfelelô kutatási témát. Ezt a feladatot – ami az ötvenes években egy új intézetben nem volt egyszerû – Berényi Dénes sikeresen megoldotta, és elkezdôdhettek a β-spektroszkópiai mérések. 1958-ban megszületett az elsô egyetemi doktori értekezés is a Nd-147 β-bomlásának vizsgálatából. Késôbb sok hallgató is lelkesen dolgozott e spektrométeren – például kimérve a 42 szektor fókuszálásának szórását, új blendék alkalmazásával a 3%-os felbontást 1,5%-ra javították a hatásfok csökkentése nélkül –, s igen sok diplomamunka született rajta. Ez a spektrométer arról is nevezetes, hogy nemcsak a β-spektroszkópiai, hanem körülbelül húsz évvel késôbb az atomfizikai kutatások is ennek a berendezésnek a bevetésével kezdôdtek, amikor a hetvenes évek elején Berényi Dénes monokromátorként használta, és a β-spektrumokból adott energiájú elektron- és pozitronnyalábokat vágott ki az ionizációs hatáskeresztmetszetek meghatározása céljából. Természetesen egyetlen spektrométer kevés volt összetettebb feladatok megoldására. Az évek során a csoportban egymás után honosodtak meg a szokásos magspektroszkópiai technikák, úgymint például a szcinAz MTA Fizikai Osztály Atom- és Molekulafizikai, valamint Atommagfizikai Bizottságának közös ülésén 2004. január 14-én elhangzott elôadás rövidített változata. VARGA DEZSO˝ : β-SPEKTROSZKÓPIÁTÓL AZ ATOMFIZIKÁIG

Varga Dezso˝ MTA Atommagkutató Intézete

tillációs spektrométerek speciális kialakítású kristályokkal, proporcionális számlálók, gyors–lassú koincidenciakörök, megépült a nagyfelbontású mágneses spektrográf és idôvel, ha kicsit késve is, de megjelentek a sokcsatornás analizátorok és a félvezetô detektorok. Minden technikának megvolt a gazdája, és a szûkös anyagiak mellett végzett sok fejlesztési munka közepette lassan kialakult Berényi Dénes körül egy jó kísérletes csapat, amelynek a neve sokáig egyszerûen β-csoport volt, annak ellenére, hogy egyaránt foglalkozott β- és γ-spektroszkópiával.

Magspektroszkópiai kutatások A β-csoport magfizikai kutatásai három területet érintettek. Ezek egyike a magszerkezeti vizsgálatok. Az ötvenes és a hatvanas években tömeges igény volt magadatokra, bomlási sémák tisztázására nemcsak a gyakorlati alkalmazások, hanem az elméleti magfizika részérôl is. A magmodellek fejlôdéséhez, érvényességi területük tisztázásához szükség volt a nívóparaméterek (energia, spin, paritás, élettartam stb.) minél pontosabb ismeretére. Az akkoriban ismert mintegy 1600 izotóp között pedig még sok rendelkezett elegendôen hosszú felezési idôvel ahhoz, hogy elôállítási helyüktôl távol is vizsgálni lehessen kevésbé ismert bomlási folyamataikat. Most átnézve a több mint tucatnyi dolgozatot azt láttam, hogy mindnek megvolt akkor az aktualitása, ami vagy a nívók azonosításában, gyenge γ-átmenetek, kaszkádok kimutatásában vagy éppen ezek jelenlétének cáfolatában nyilvánult meg. A saját építésû, nagy felbontású mágneses spektrográf segítségével pedig, például a I-131 és az Sn-113 izotópok bomlásában, sikerült a konverziós elektronokat L-alhéjanként, illetve a magasabb héjak szerint különválasztani és a kísérleti adatokat a legfrissebb elméleti számításokkal összevetni. Ezek a mérések esetenként (N-, O-héjakra nézve) még a hiányzó elméleti számítások elvégzését is sürgették. A másik kutatási terület az elektronbefogás (ε) és a pozitronemisszió (β+) arányának vizsgálata. Ha egy mag bomlásában energetikailag lehetséges a pozitron emissziója, mindig felléphet az atomi elektronok befogása is. A két folyamatban a mag kezdeti és végállapota azonos, azonosak a magmátrixelemek is, így az elmélet pontosabb értéket tud adni a két folyamat intenzitásának arányára, mint a külön-külön vett abszolút intenzitásokra. Kedvezô esetben (például megengedett átmeneteknél) a mátrixelem ki is eshet, így magmodelltôl független érték is adódhat az ε/β+ hányadosra. Ezért lettek érdekesek ezek a vizsgálatok, és természetesen a nagyon eltérô intenzitású folyamatok esetében kísérletileg mindig a kis intenzitású folyamat mérése az elsôdleges feladat. Ennek megfelelôen a különbözô típusú β+-bomlásokban számos 117

forrás kísérlet tárgya volt a kis intenzitású pozitronok vadászata. Kettôs és hár- alumínium β mas koincidenciaberendezésekkel bomlásonként 10−5–10−7 valószínûólom β+-folyamatokat ségû mutattunk ki, vagy legγ alább egy nagyon alacsony felsô határt adtunk meg lehetséges valószínûségükre. A legfontosabb eredményt azonban a Na-22 bomlásával kapcsolatos kísérletek Ábra. β+–γ koincidenciaberendezés, amellyel Berényi Dénes és munkatársai elôször vizsgálták meg a belsô féke+ hozták, amelyekben 4π zési sugárzást β -bomlásban, 1967-ben. + β –γ koincidenciamérésben sikerült nagy pontossággal kot is meghatározták, elôbb a C-11 megengedett β+-bommeghatározni az ε/β+ arányt (ε/β+ = 0,1042±0,0010). lásában, késôbb pedig más típusú β−-átmenetekben Aktuális kérdés volt akkor, hogy egy bomlásban milyen (Pr-143, Tl-204). mértékû lehet, vagy milyen pontossággal lehet kizárni a A hatvanas években rengeteg ellentmondás jellemezte gyenge kölcsönhatás lehetséges formáinak (S–V, ill. A–T) a BFS-re vonatkozó irodalmi adatokat. Ellentmondások együttes részvételét. Az együttes részvételre utaló úgyne- voltak nemcsak a kísérletek és az elméleti számítások vezett Fierz-féle interferenciatagra nézve már létezett között, hanem például a spektrumalakra vonatkozó kíugyan felsô határ (b < 0,1) a β-spektrumok alakjának sérleti adatok még a jobban vizsgált izotópok esetén is elemzésébôl, de az ε/β+ viszony nagyságrenddel érzéke- igen nagy, egyes tartományokban 100%-ot is meghaladó nyebb az interferenciára, mint a spektrumalak. Ez adott eltéréseket mutattak egymáshoz képest. E problémák különös jelentôséget a Na-22 esetében elért pontos kísér- tisztázására a lehetséges kísérleti hibák alapos elemzését leti adatnak. Legalább ilyen fontos eredmény volt annak követôen új kísérletek sorozatát kezdtük el, amelyek bekimutatása is, hogy egy pontos kísérleti adatból csak bizonyították, hogy például a leggyakrabban vizsgált akkor lehet nagyon kis határértéket adni a Fierz-interfe- P-32 esetében a kísérleti és elméleti spektrumalak 6%-on renciatagra, ha az elméleti számítások az elektronbefo- belül egyezik. Hasonlóan kitûnô egyezés adódott a S-35 gásban pontosabban veszik figyelembe a kicserélôdési és esetében is, amelynél a kísérlet/elmélet arányok átlagos átfedési korrekciót. értéke a spektrumban 1,027±0,023 volt. Ez a mérési soroMég eredményesebbnek mondható a harmadik terü- zat többféle módszert alkalmazott, esetenként az elkövetlet, a belsô fékezési sugárzásra (BFS) vonatkozó kutatás. hetô kísérleti hibákat is reprodukálta (például a S-35 eseA BFS a magasabb rendû effektusok közé tartozik, tében a vákuum hiányát, vagy a vastag forrástartót), így amelyben az alapvetô β-bomlási folyamatban szokásosan nemcsak megbízható adatokat eredményezett a vizsgált emittálódó részecskék mellett kis valószínûséggel (10−3– bomlásokra nézve, hanem más kísérletek adatainak érté10−5) megjelenik egy γ-kvantum is. Kísérleti szempontból keléséhez is segítséget nyújtott. tehát egy kis intenzitású, folytonos spektrumú γ-sugárA három alapkutatási tevékenységen kívül egy kísérlezásról van szó, amely a mag bomlásából ered (ezért „bel- tes beállítottságú, eszközfejlesztésekkel is foglalkozó sô”), és nem az elektron (vagy pozitron) anyagban való csoport számára természetesen adódott a magfizikai lefékezôdése során keletkezik. Ez utóbbit nevezzük módszerek gyakorlati alkalmazása is. Egy példa erre az a külsô fékezési sugárzásnak, és ennek jelenléte okozta a berendezés, amellyel a bányából teherautón érkezô, sokBFS vizsgálatának legtöbb problémáját, hiszen mindkettô szor vizes bauxit kalciumtartalmát nyolc percen belül folytonos eloszlású, azonos maximális energiával. A BFS lehetett meghatározni, így ezen adat ismeretében elkerüljelenségét elôször 1927-ben Aston mutatta ki β−-bomlás- hetôvé váltak a késôbbi technológiai problémák. ban, majd 1946-ban Bradt elektronbefogásban, de a β+-bomlásban való kimutatása még további húsz évet váratott magára. Ennek oka, hogy a külsô fékezési sugár- Atomfizikai fordulat zás mellett a nagy intenzitású pozitron annihilációs sugárzása is nehezíti a mérést. 1967-ben Berényi Dénesnek, A hetvenes évek elején jelentôs témaváltás kezdôdött el a Scharbert Tibor nak és Vatai Endré nek sikerült elôször β-csoport kutatásaiban. Még folytak a magspektroszkómegvizsgálni a BFS jelenlétét egy β+-bomlásban (C-11). piai kísérletek, de már megjelentek Berényi Dénes átteAz ábrá n látható β+–γ koincidenciaberendezéssel nem- kintô cikkei a fotoelektron-spektroszkópia fejlôdésérôl, csak a jelenséget mutatták ki, hanem abszolút intenzitás- alkalmazásairól, a gyorsítók szerepérôl az atomfizikában. mérésekkel 90°-os szögben a differenciális spektrumala- Késôbb a toroidspektrométerrel el is kezdte az ionizációs

118

FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

hatáskeresztmetszetek mérését elektron- és pozitronnyalábokkal. Egyre több lett az atomfizika, és a csoportba akkoriban bekerülô fiatalok már mind az atomfizikát tanulták. E témaváltás indítékaiként elmondható, hogy a csoport már korábban is mag–atomi jelenségekkel foglalkozott, hogy a konverziós elektronok spektroszkópiájában a kis energiák tartománya kezdett érdekessé válni, ahol nagyobb az atomi kötési energiák szerepe, ahol a kémiai effektusok jelentkezése is várható volt. Ugyanakkor nagyon megnôtt az igény a belsôhéj-ionizációs adatok iránt (fôleg a plazmafizika részérôl), annyira, hogy a Nemzetközi Atomenergia Ügynökség ezek mérését anyagilag is támogatta. A magfizikai kutatások pedig az egyre nagyobb, új gyorsítókra települtek, minek következtében a korábban épített kis gyorsítókon egyre több lett a kihasználatlan kapacitás. Mindezek alapján lassan kialakult a döntés, amely a csoport kísérleti munkájának nagyobb részét a gyorsítók és az elektronspektrométerek összekapcsolásával az ion–atom ütközések felé, kisebb részét az elektronspektrométer röntgenforrással való kiegészítésével a fotoelektron-spektroszkópia felé fordította. Áttekintve a húszéves magspektroszkópos idôszakot, fô jellemzôknek a kutatások kísérletes jellegét, a szemináriumokon csiszolt jó témaválasztást, a kutatási témához igazított módszer- és eszközfejlesztéseket, az alap- és alkalmazott kutatások együttélését találtam, lelkes csapatmunka keretében. A csoportszellem a munkán túl is megnyilvánult olyan, esetenként két-háromnapos kirándulásokban – a családtagokkal együtt például a Zemplénben –, amelyekre a gyerekeink is szívesen emlékeznek vissza. A β-csoport munkájának eredményességét jelzi a több mint kétszáz tudományos közlemény (kb. fele nemzetközi), sok elôadás és diplomamunka. A húsz év csúcspontjának az 1968-as debreceni nemzetközi konferenciát tekinthetjük, amelyre sok országból érkeztek az elektronbefogással és magasabb rendû folyamatokkal foglalkozó kutatók, s amelyen a csoport sok szép munkát mutatott be, ami valódi nemzetközi elismerést hozott.

30 év fejlesztési eredményei A volt β-csoport fô jellemzôi az atomfizika évtizedeiben is többé-kevésbé megmaradtak, bár idôvel a mindenütt terjedô atomizálódás itt is éreztette hatását. Azonban a mai napig is jellemzô maradt a kísérleti eszközök saját elgondolás alapján végzett fejlesztése. Ez a tevékenység sosem vált mûszergyártássá – bár nem csak saját célra épültek spektrométerek –, mindig a tervezett kutatások sajátosságaihoz igazodva igyekezett új megoldásokat keresni. Mivel a témaváltást követôen a tervezett kutatások mindegyike az elektronoknak a néhány keV-es vagy 1 keV-nél kisebb energiájú tartományát érintette, amelyet a meglévô mágneses spektrométerekkel jól mérni nem lehetett, ezért 1972-ben elkezdôdött az áttérés az elektrosztatikus analizátorokra (ebbôl ered a VARGA DEZSO˝ : β-SPEKTROSZKÓPIÁTÓL AZ ATOMFIZIKÁIG

késôbbi spektrométersorozat ESA rövidítése). Az elsô, az 1973-ban épült spektrométer (ESA-11) tervezésénél még a kisenergiájú konverziós elektronok vizsgálatának szempontjai domináltak, de késôbb egyre nagyobb teljesítményû röntgenforrásokkal kiegészítve már 1974 végétôl a fotoelektron-spektroszkópiai mérések eszköze lett. Másodpéldányát azonban ma is magspektroszkópiai célokra használják Prágában, 1977 óta. Ezt követôen épültek spektrométerek a gyorsítókon végzendô ion–atom ütközési vizsgálatok céljaira. Az egyik, a mérsékeltebb feloldású, egyszerûbb változat (ESA-13) a kirepülô folytonos energiaeloszlású elektronok vizsgálatára készült, a másik (ESA-21) a többszörös ionizációt követô Auger-elektronok energia- és szögeloszlásának egyidejû és nagy energiafelbontású mérésére. Az elôbbi az ATOMKI VdG-1.5 gyorsítóján mûködött és frankfurti „kiránduló”-méréseken vett részt, az utóbbi négy évig egy dubnai nehézion-gyorsító nyalábján volt, majd, közel húsz év óta, az ATOMKI VdG-5 gyorsítója mellett üzemel. Idôközben a szilárdtestfelületek vizsgálatának igényei is megnôttek, így 1990-ben elkészült egy 20 eV – 10 keV energiatartományban nagy felbontással mûködô újabb típus (ESA-31), amellyel foto- és Augerelektronspektroszkópiai mérések mellett elektronszórási kísérletek is végezhetôk, például az elektronok rugalmatlan szabad úthosszának meghatározására. A legújabb fejlesztés eredménye pedig egy olyan, koincidenciamérésekre is alkalmas, kettôs spektrométer (ESA-22), amelynek mindkét részében egyidejûleg mérhetô az elektronok energia- és szögeloszlása. E típusnak egyik példánya Intézetünkben van, másik a lundi (Svédország) szinkrotron nyalábján mûködik, és közös finanszírozással készült a finn partnereinkkel együtt öt év óta folytatott fotoelektron-spektroszkópiai mérésekhez. A harmadik pedig Giessenben (Németország) várja a 2004-re tervezett közös beindítását. Az elmúlt harminc évben összesen 11 spektrométert építettünk, többnyire teljes egészében az Intézetben, amiben csoportunknak kitûnô partnerei voltak az Intézet Elektronikus és Mûszaki Osztályainak munkatársai. A tizenegybôl öt kifejezetten a saját kutatási céljainkra készült, a három külföldön lévônek mindegyike egy hosszabb idejû együttmûködéssel kapcsolatban jött létre. További három spektrométer egy-egy hazai egyetem (ME, BME, ELTE) fizikai, illetve kémiai tanszékeinek kutatásait segítette. Ennek a fejlesztési munkának, amely új elektronoptikai megoldásokat és az irodalomban korábban nem ismert spektrométerváltozatokat is eredményezett, legfôbb érdeme mégis az, hogy évtizedeken át biztosította az atomfizikával és a szilárd felületek vizsgálatával kapcsolatos valamennyi kutatási témánk kísérleti hátterét. Mivel készen vásárolt berendezésünk sosem volt, ez adta a fiatalok képzése szempontjából is fontos hazai bázist, és jó alapot nyújtott a nemzetközi együttmûködésekhez is, például a közös mérésekhez gyorsítókra telepített spektrométerünk révén, vagy a nemzetközi pályázatokban (ld. COPERNICUS) való részvétel során. 119

ELEKTRONSPEKTROSZKÓPIA ÉS FELÜLETKUTATÁS Kövér László MTA ATOMKI, Debrecen

A 70-es évek elején alapvetô változás történt a Berényi Dénes vezette β-spektroszkópiai laboratóriumban folyó kutatások területén, aminek egyik következményeként lehetôség nyílt az elektronspektroszkópiai módszereknek a felületkutatásban történô hasznosítására. Elôször a kutatások kezdetét szeretném felidézni, majd – önkényesen kiválasztva a laboratóriumunkban tanulmányozott témák széles körébôl az erôsen kötött elektronok spektroszkópiáját – részleteket említenék példákként az eredményeinkbôl, megemlítve a legújabbakat is, végül kitérve néhány gyakorlati alkalmazásra. Melyek voltak azok a motiváló tényezôk, amelyek a figyelmet akkor a szilárdtestfelületek elektronspektroszkópiája, a felületi kémiai analízis irányába fókuszálták? A magspektroszkópiai kutatásokban elôtérbe került az úgynevezett belsô konverziós folyamat tanulmányozása, mivel az elektronburok az atommagok gerjesztett állapotainak bomlásában jelentôs szerephez jut. A kis (néhány keV) energiájú konverziós átmenetekbôl származó elektronok a szilárd anyagok felület közeli rétegeibôl lépnek ki, és a bomló atom kémiai környezetének a hatása jól kimutatható a spektrumokban. A kutatócsoport munkáját kezdettôl fogva mind az alapkutatási eredmények, mind az elektronspektroszkópia gyakorlati alkalmazhatósága iránti érdeklôdés jellemezte. Ebben az idôszakban pedig a röntgenfotonokkal keltett elektronok spektroszkópiája (XPS, ESCA) igen gyorsan fejlôdött és – elsôsorban felületanalitikai – alkalmazásai hamarosan az egész világon elterjedtek. Berényi Dénes már 1974-ben megjelent hazai [1, 2], majd 1976-ban az Advances in Electronics and Electron Physics nemzetközi folyóiratban [3] publikált tanulmányaiban áttekintette a kibontakozó új tudományterület, a felületkutatás elektronspektroszkópiai módszereit és alkalmazásait, hangsúlyozva növekvô jelentôségüket. Néhány, a debreceni kutatások kezdetét jelzô „mérföldkô”: 1973. december 13. – az elsô elektronspektrum felvétele az elektrosztatikus hengertükör-energiaanalizátoron alapuló, az ATOMKI-ban épült ESA-11 spektrométerrel. 1974. április – az elsô hazai XPS-spektrum [4]. 1977 – a csoport elsô publikációja [5] Pt-elektródák felületi oxidációjának XPS-módszerrel történô vizsgálatával kapcsolatban. 1978 – két, az ESA-11 spektrométerrel [6], illetve XPSmérésekkel [7] kapcsolatos publikációnk jelenik meg nemzetközi folyóiratokban. Az MTA Fizikai Osztály Atom- és Molekulafizikai, valamint Atommagfizikai Bizottságának közös ülésén 2004. január 14-én elhangzott elôadás rövidített változata.

120

Néhány további, a hazai és a debreceni felületkutatás szempontjából fontos idôpont: 1987 – MTA Munkabizottság alakul Berényi Dénes vezetésével a felületkutatás hazai helyzetének felmérésére és a kutatási terület fejlesztésére irányuló, a MTA és az OMFB által támogatandó program kidolgozására, valamint a megvalósítás elôkészítésére. A munkában az ATOMKI kutatói is részt vesznek, a tanulmányra és a programra alapozott áttekintés késôbb megjelenik [8]. 1990 – hároméves országos felületkutatási program indul a MTA és az OMFB támogatásával, Berényi Dénes koordinálásával. Ez a program, amelyben az ATOMKI kutatói is részt vettek, igazi lendületet adott a terület hazai fejlôdésének, a program pozitív hatása ma is érezhetô. 1991 – a 4th European Conference on Applications of Surface and Interface Analysis (ECASIA) konferenciát – az egyik legjelentôsebb nemzetközi tudományos tanácskozást az alkalmazott felület- és határréteg-kutatások területén – rendezhetjük Budapesten (október 14–18.), a Szervezô Bizottság társelnöke Berényi Dénes. 1992 – megalakul a Magyar Szinkrotron Bizottság a MTA és az OMFB támogatásával, a szinkrotronsugárzással kapcsolatos hazai kutatások elôsegítésére, elsô elnöke Berényi Dénes. 1999 – a Nemzetközi Vákuum Unió (IUVSTA) felkérésére Hortobágyon (április 26–30.) rendezzük a röntgenfotoelektron-spektroszkópusok „csúcstalálkozóját” (22nd IUVSTA Workshop: X-ray photoelectron spectroscopy – from physics to data ). Az ATOMKI elektronspektroszkópiai „mûhelyének” munkájában hagyományosan alapvetô szerepe volt az insztrumentális kutatásoknak, melyek eredményeként különleges kísérleti feladatok megoldására alkalmas elektronspektrométerek egész sora épült és mûködik intézetünkben és számos hazai, illetve külföldi laboratóriumban. Ezekrôl a spektrométerekrôl Varga Dezsô elôadásában hallhattunk rövid áttekintést (lásd folyóiratunk jelen számában a 117–119. oldalakon). Az XPS-módszer segítségével, mint említettem, elôször Pt-elektródák elektrolitikus oxidációjának a folyamatát tanulmányoztuk, meghatározva a különbözô koncentrációjú perklórsav-oldatokban elektrolitikusan oxidált Ptfelületeken kialakuló oxidréteg vastagságának függését az elektrolízis idôtartamától és az oldat koncentrációjától, eltérô strukturáltságú felületek esetén [5, 6]. Az XPS-módszer alkalmazása segített abban is, hogy erôs szilárdtesteffektust (Coster–Kronig-kiszélesedést) mutassunk ki a fém 99mTc M4 belsô konverziós (erôsen konvertált 2,17 keV E3 átmenet) vonala esetében a fém Tc fotoelektron-spektrumával történt összehasonlítás FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

4000

alapján, s a mért CK-kiszélesedés, valamint a megfelelô Auger-intenzitásarányok felhasználásával meghatározzuk a fémet alkotó Tc-atomok 3p és 3d nívóinak természetes energiaszélességét [9] (1. ábra ). Az ESA-31 spektrométer megépülésével [10] megnyílt a lehetôség az atomtörzsben erôsen kötött elektronok állapotainak, valamint az ezen állapotok közötti nagyenergiájú (2–10 keV-es) Auger-átmenetek tanulmányozására, illetve a nagy kinetikus energiával emittált fotoelektronok spektroszkópiájára is. Az atomtörzsben lejátszódó folyamatok függése az atomi (kémiai, szilárdtest) környezettôl általában viszonylag egyszerû modellekkel jól leírható, az elektronszerkezeti információ aránylag könnyen kinyerhetô, ugyanakkor a nagy kilépési energia biztosítja a felületi effektusok csekély mértékét. Az alkalmazások szempontjából a nagyenergiájú elektronok spektroszkópiája egyedülálló módszer a felülettôl mért nagyobb (pl. több tíz atomrétegnyi) mélységben elhelyezkedô határrétegek kémiai szerkezetének roncsolásmentes vizsgálatára. Az alábbiakban a nagyenergiájú elektronspektroszkópiával és alkalmazásával kapcsolatos számos eredmény közül csak néhány példát említek.

A Mn-fém és MnO fotonkeltésû, nagy energiafelbontású KLL Auger-spektrumát tanulmányozva megállapítottuk, hogy a „fém” radioaktív mintákból emittált, elôzôleg publikált spektrumokban megjelenô szatellit eredete a radioaktív minta atomjai oxidált állapotának tulajdonítható [11]. A Mn-fém és -oxid nanoszerkezetekbôl szinkrotronsugárzással keltett Mn KLL Auger-spektrumok egyértelmûen megerôsítik az elektronszerkezet atomi környezettôl való függésére vonatkozó feltevéseinket [12]. A nagyenergiájú, fotonindukált Cu KLL Auger-elektronok és a megfelelô, Cu Kα röntgengerjesztésû Cu 2p fotoelektronok kinetikus energiakülönbségének (az ún. Auger-paraméternek) fém Cu, illetve bináris Cu-ötvözet minták esetében történô nagy pontosságú kísérleti meghatározásával és az eltérô atomi környezet okozta energiaeltolódások analízisével, atomi struktúramodell segítsége révén az ötvözet komponensei közötti, néhány század elektrontöltés mértékû töltésátadást is sikerült meghatározni [13]. A kísérleti értékek jól egyeznek a klasztermolekulapálya-számításaink eredményeivel. A komponensek közötti töltésátadás meghatározó az ötvözetek stabilitására és tulajdonságaira nézve. A nagyenergiájú Auger-spektrumokban megfigyelhetô szatellitszerkezet megjelenése arra utal, hogy az Auger-átmenet kezdeti (ionizáció), illetve végállapotának kialakulását gerjesztési folyamatok kísérhetik, amelyek következtében az Auger-elektron energiája a gerjesztés energiájával csökken. A gerjesztés történhet úgy, hogy egy atomi elektron betöltött állapotból be nem töltött állapotba kerül, vagy pedig kollektív elektronállapotok gerjesztôdnek, például a szabad elektrongáz töltéssûrûség-oszcillációja (plazmonkeltés) jön létre. Az elsô esetben a szatellitvonalak energiaszeparációja és vonalalakja információt szolgáltat a gerjesztésben részt vevô atomi, molekulaorbitálokról, a be nem töltött elektronállapotokról, illetve a gerjesztési folyamat természetérôl. Fém Cu és Ni, valamint ötvözeteik KLL Auger-spektrumaiban atomi gerjesztésnek tulajdonítható intenzív szatellitet azonosítottunk [14]. Atomi és klaszter-molekulapálya-számításainkkal összehasonlítva kísérleti eredményeinket, a szatellitszerkezetet egyértelmûen értelmezni lehetett azzal a modellel, amelynek megfelelôen a fotoionizációt 3d elektronok betöltetlen állapotba történô gerjesztése kíséri, és a 3d héjon így keletkezett vakancia „szemléli” az Auger-folyamatot [14, 15]. A Cu és a Ni KLL-spektrumok szatellitszerkezetének a különbözôségét jól magyarázza a vakanciák pozitív töltéseinek különbözô mértékû árnyékolódása a két fémben [14, 15]. A szatellitek eredetének azonosítását szinkrotron-sugárforrással, a K-ionizációs küszöb környéki fotonenergiákkal végzett kísérleteink is megerôsítették, egyúttal kimutatva a spektrumokban a domináns (1D2) Augervonaltól nagyobb energiatávolságra található, kisebb intenzitású szatellitek eltérô, az Auger-folyamat végállapotában a két vakancia megjelenését kísérô gerjesztésnek tulajdonítható viselkedését [16].

KÖVÉR LÁSZLÓ: ELEKTRONSPEKTROSZKÓPIA ÉS FELÜLETKUTATÁS

121

M5

99m

intenzitás (tetsz. egys.)

Tc (fém)

3000

2000

E(E3) = 2173,8 ± 0,4 eV ∆ESO = 3,68 eV IM5/IM4 = 1,50 ΓM5 = 0,13 ± 0,10 eV ΓCK = 0,35 eV

(a)

M4

1000

0

szórás

1904

1912 1916 1920 kinetikus energia (eV)

1924

2σ –2σ 1200


1908

M5

NH4TcO4

(b)

2

1000

χ = 1,12 M4

800 600 400 200 1904

1908

1912 1916 1920 1924 kinetikus energia (eV) 1. ábra. (a) A fém 99mTc M4,5 konverziós spektruma (•); a szélesebb M4 vonal dekonvolúciójának az eredményét mutatja a folytonos vonal. (b) A NH4TcO4 mintából emittált Tc M4,5 konverziós spektrum (•), folytonos vonallal az illesztett csúcsalak és a lineáris háttér [9]. E (E3) jelöli az E3 átmeneti energiát, Γ az atomi nívó-, illetve a Coster–Kronig-szélességeket, I a megfelelô konverziós vonalak intenzitását.

Sat. 1

S0

Yubero–Tougaard-elmélet

–30

–20 –10 0 10 20 30 relatív kinetikus energia (eV) 2. ábra. A 100 nm vastagságú Ge-filmbôl fotonokkal keltett kísérleti Ge KL2L3 Auger-spektrum, összehasonlítva a Yubero és Tougaard elméleti modellje alapján számított spektrummal [17].

A szilárd Ge-minták KLL Auger-spektrumaiban megjelenô intenzív szatellitvonalak szolgálnak példaként arra az esetre, amikor a K-héj ionizációját a szabad elektrongáz töltéssûrûség-oszcillációja, vagyis plazmonok gerjesztése kíséri a pozitív töltés hirtelen megjelenése következtében. Plazmonokat gerjeszthetnek azonban az anyagban a felület felé haladó, majd kilépô Auger-elektronok is, a két jelenség szétválasztása a fellépô interferenciaeffektusok miatt nem könnyû. A 2. ábrá n összehasonlítottuk az általunk 100 nm vastagságú párologtatott Ge-rétegbôl kapott kísérleti Ge KLL Auger-spektrumot Yubero és Tougaard elméleti modelljével, amely a plazmonkeltés mindkét módját figyelembe veszi [17]. A kísérleti és elméleti spektrumalakok egyezése kielégítô, eredményeink alapján a plazmonok mintegy 30–40%-át a K-vakancia megjelenése gerjeszti [17]. A betöltetlen elektronállapotokkal kapcsolatos elektronszerkezeti információt hordoznak a rezonáns Augerspektrumok, amelyeket finoman hangolható energiájú, monokromatikus röntgenfotonokkal kelthetünk, szinkrotron-sugárforrás segítségével. Ebben az esetben a foton energiája az ionizációhoz nem, hanem csak például a K-héjelektronok betöltetlen állapotba történô gerjesztéséhez elegendô. A 3. ábrá n az ionizációs küszöb alatti energiájú fotonokkal fémbôl gerjesztett Cu KLL Augerspektrumai láthatók a gerjesztô fotonenergia függvényében [18]. A spektrumsorozatban jól megfigyelhetô a spektrumvonalak energiahelyzetének lineáris diszperziója a fotonenergiával, mint az Auger-rezonáns Raman-folyamat jelzôje. A spektrumok alakjában a kisebb fotonenergiák felé haladva növekvô mértékben tükrözôdik a betöltetlen elektronállapotok sûrûségeloszlása. A kísérleti rezonáns Cu KLL-spektrumok alakját jól tudtuk értelmezni a rezonáns szóráselméleten és a klaszter-molekulapálya-módszerrel kapott parciális elektronállapot-sûrûségeloszlások alkalmazásán alapuló modellel [20]. Ahhoz, hogy elektronszerkezeti vagy felületanalitikai információt nyerhessünk a fotonindukált elektronspektrumokból, a spektrumokat korrigálni kell a rugalmatlan elektronszórás hatására. Az elektronok szilárd mintában 122

D2

Cu KLL

Ge KL2L3

–40

1

1,2

D2

1 intenzitás (rel. egys.)


1

0,8

1

S0

0,6

0 –1

0,4

–2

3 3

P2

P0

–3 0,2

–4 –5

0 7000 7050 kinetikus energia (eV) 3. ábra. Polikristályos fém Cu mintából keltett Cu KLL Auger-spektrumok a gerjesztô fotonenergia függvényében az ionizációs küszöb környékén [18]. A spektrumok bal oldalán megadott számok az ionizációs küszöbhöz viszonyított fotonenergiát jelölik.

történô szóródásának a modellezéséhez szükséges az elektronok rugalmatlan szórási közepes szabad úthosszának az ismerete. Ezt a fontos paramétert meg lehet határozni a szilárdtestfelületekrôl rugalmasan visszaszórt elektronok intenzitásának mérésével és a szórási folyamat Monte Carlo-szimulációjával (Elastic Peak Electron Spectroscopy, EPES). Az EPES-módszert és polikristályos Ag referenciamintát alkalmazva meghatároztuk a 2–10 keV energiájú elektronok rugalmatlan szórási közepes szabad úthosszát polikristályos Ge esetében [20]. Eredményeink, jó egyezésben az irodalomban közölt prediktív formulákkal, a rugalmatlan közepes szabad úthossz mintegy négyszeres növekedését mutatják a primer elektronok energiáját 2 keV-rôl 10 keV-re változtatva [20]. Végül megemlítem, hogy az általunk kidolgozott elektronspektroszkópiai módszereket az elmúlt idôszakban számos fontos gyakorlati probléma megoldására is alkalmaztuk. Csak néhány jelentôsebb ezek közül: • atomerômû primerköri szerkezeti Cr–Ni anyagai passzív rétegeinek minôsítése, a kémiai kezelések hatásának azonosítása • csapágyelemek felülettisztítási technológiájának monitorizálása • vegyület típusú félvezetô vékonyréteg-napelemek paramétereinek optimalizálása • adalékanyagok mélységi eloszlásának meghatározása Si-alapú ultravékony oxidrétegekben (szögfeloldású XPS segítségével). Irodalom 1. D. BERÉNYI: The present state of the ESCA method – Atomki Közl. 18 (1974) 533 2. BERÉNYI D.: Az ESCA módszer fôbb alkalmazási területei – Izotóptechnika 17 (1974) 225 3. D. BERÉNYI: Recent applications of electron spectroscopy – Adv. in Electronics and Electron Physics 42 (1976) 55 4. L. KÖVÉR, D. VARGA, GY. MÓRIK: A cylindrical soft X-ray source for ESCA studies – Atomki Közl. 18 (1976) 533 (az elsô publikált XPSspektrum) 5. KÖVÉR L., UJHELYI CS., BERÉNYI D., VARGA D., KÁDÁR I., KÖVÉR Á., MILLER J.: Platina felületi oxidációjának vizsgálata fotoelektronspektroszkópiai módszerrel – Izotóptechnika 20 (1977) 363

FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

6. L. KÖVÉR, CS. UJHELYI, D. BERÉNYI, D. VARGA, I. KÁDÁR, Á. KÖVÉR, J. MILLER: X-ray photoelectron spectroscopic investigation of electrochemically oxidized and reduced platinum surfaces – J. Electron Spectrosc. Relat. Phenom. 14 (1978) 201 7. D. VARGA, I. KÁDÁR, Á. KÖVÉR, L. KÖVÉR, GY. MÓRIK: An electron spectrometer of double-pass cylindrical mirror type for nuclear spectroscopy and atomic physics – Nucl. Instrum. Meth. 154 (1978) 477 8. BERÉNYI D., GERGELY GY., GIBER J. (szerk.): A felületkutatás helyzete hazánkban – A szilárdtestkutatás újabb eredményei 24 (1992) 9. L. KÖVÉR, I. CSERNY, V. BRABEC, M. FISˇER, O. DRAGOUN, J. NOVÁK: 3p and 3d core-level widths in metallic technetium: A study by internal-conversion electron spectroscopy – Phys. Rev. B42 (1990) 643 10. L. KÖVÉR, D. VARGA, I. CSERNY, J. TÓTH, K. TÔKÉSI: Some applications of high-energy, high-resolution Auger electron spectroscopy using bremsstrahlung radiation – Surf. Interface Anal. 19 (1992) 9 11. A. NÉMETHY, L. KÖVÉR, I. CSERNY, D. VARGA, P.B. BARNA: X-ray excited KLL and KLM Auger spectra of manganese – J. Electron Spectrosc. Relat. Phenom. 70 (1995) 183 12. L. KÖVÉR, W. DRUBE, I. CSERNY, Z. BERÉNYI – elôkészületben 13. L. KÖVÉR, ZS. KOVÁCS, P. WEIGHTMAN, R. SANJINÉS, D. VARGA, G. MARGARITONDO, J. PÁLINKÁS, M. ABON: Charge transfer in Cu–Pd

ATOMI ÜTKÖZÉSEK FIZIKÁJA

14.

15. 16. 17.

18. 19. 20.

and Cu–Au alloy systems – Proc. 7th ECASIA, eds.: I. Olefjord, I. Nyborg, D. Briggs, J. Wiley & Sons, 1997, p. 187 L. KÖVÉR, ZS. KOVÁCS, J. TÓTH, I. CSERNY, D. VARGA, P. WEIGHTMAN, S. THURGATE: Origin of the satellites in the high resolution KLL Auger spectra of the 3d metals Cu, Ni and their alloys – Surface Sci. 433–435 (1999) 833 I. CSERNY, L. KÖVÉR, H. NAKAMATSU, T. MUKOYAMA: Solid-state effects on the satellite structure of KLL Auger spectra in Cu and Ni – Surf. Interface Anal. 30 (2000) 199 L. KÖVÉR, Z. BERÉNYI, I. CSERNY, L. LUGOSI, W. DRUBE, T. MUKOYAMA, V.R.R. MEDICHERLA – közlésre beküldve Z. BERÉNYI, L. KÖVÉR, S. TOUGAARD, F. YUBERO, J. TÓTH, I. CSERNY, D. VARGA: Contribution of intrinsic and extrinsic excitations to KLL Auger spectra induced from Ge films – J. Electron Spectrosc. Relat. Phenom., nyomdában L. KÖVÉR, W. DRUBE, Z. BERÉNYI, I. CSERNY, V.R.R. MEDICHERLA: Resonant KLL Auger processes in 3d transition metals Cu and Ni – HASYLAB Annual Report 2002, Pt 1 (2003) 671 L. KÖVÉR, W. DRUBE, Z. BERÉNYI, I. CSERNY, V.R.R. MEDICHERLA, T. ISHII, H. IKENO, H. ADACHI – közlésre beküldve Z. BERÉNYI, B. ASZALÓS-KISS, J. TÓTH, D. VARGA, L. KÖVÉR, K. TÔKÉSI, I. CSERNY, S. TANUMA: Inelastic Mean Free Paths of Ge in the range of 2–10 keV electron energy – J. Electron Spectrosc. Relat. Phenom., nyomdában

Sarkadi László MTA Atommagkutató Intézete

Három évtized kutatásai az ATOMKI-ban A kezdetek Az atomi ütközések kutatásának kerek évfordulója van az Intézetben. Az elsô, kimondottan az atomok elektronburkának folyamatairól szóló intézeti publikációk pontosan 30 évvel ezelôtt jelentek meg a Zeitschrift für Physik címû folyóiratban [1, 2]. A cikkek azokról az eredményekrôl számolnak be, amelyeket Berényi Dénes és munkatársai közepes és nagy rendszámú elemek belsô (K és L) héján viszonylag nagyenergiájú elektronokkal és pozitronokkal kiváltott ionizációjának vizsgálatában értek el. A pozitronokkal kapott mérési eredmények – mint az elsô ilyen jellegû, megbízható adatok – különösen nagy jelentôségûek, és napjainkban ismét érdekessé váltak amiatt, hogy az antirészecskékkel (pozitronok, antiprotonok stb.) végzett atomfizikai kutatások világszerte felerôsödtek. A kísérletekben használt bombázó részecskék ekkor még radioaktív forrásból származtak, azaz ezek a vizsgálatok – legalább is az alkalmazott kísérleti technikát tekintve – átmenetet jelentettek a csoport korábbi magfizikai és az új, atomfizikai témájú kutatásai között. A témaváltás tudatos és tervezett volt. Ezt bizonyítja Berényi Dénesnek a Fizikai Szemlé ben néhány évvel korábban (1971-ben) a Nukleáris gyorsítók alkalmazása az atomi spektroszkópiában címmel megjelent cikke [3], amelyben a szerzô a nyalábfólia-spektroszkópia (beam-foil specElhangzott az MTA Fizikai Osztály Atom- és Molekulafizikai valamint Atommagfizikai Bizottságának közös ülésén, 2004. január 14-én.

SARKADI LÁSZLÓ: ATOMI ÜTKÖZÉSEK FIZIKÁJA

troscopy ) módszerével ismerteti meg az olvasót, annak jelentôségét a Mössbauer-effektuséhoz hasonlítva. A cikk nem szorítkozik csak ennek a módszernek az ismertetésére, általában hívja fel a figyelmet a részecskegyorsítók használatára az atomfizikai kutatásokban. Néhány évtized távlatából elmondhatjuk, hogy Berényi Dénes fenti hasonlatával nem sokat tévedett, az atomfizikának ez az ága az 1970-es és 1980-as években robbanásszerûen fejlôdött, és az érdeklôdés még napjainkban sem szûnt meg.

A nagyenergiájú atomi ütközések fizikája Mielôtt folytatnánk a történeti áttekintést és az eredmények bemutatását, néhány mondatban jellemezzük a kutatási területet. A fizikának ezt az ágát röviden részecskegyorsítókkal mûvelt atomfizikaként (accelerator-based atomic physics ) szokták említeni. Ez azt jelenti, hogy tipikusan olyan kísérleteket végeznek, amelyekben részecskegyorsítók (pl. Van de Graaff-generátor, ciklotron stb.) kollimált ionnyalábjával sugároznak be egy céltárgyat. A bombázó részecskék általában valamilyen atom pozitív vagy negatív töltésû ionjai (vagy esetleg semleges atomok), de általánosabban tekintve az atomi ütközéseket, más részecskék is lehetnek, például elektronok, pozitronok, fotonok, antiprotonok és más exotikus részecskék. A részecskegyorsító sem feltétlenül nagyberendezés. Használnak ütközési kísérletekben például ionforrásokból származó ionokat vagy elektronágyúval elôállított 123

elektronokat. A lövedékrészecskékkel a céltárgy atomjainak, molekuláinak elektronburkában hozunk létre változásokat az elektromágneses kölcsönhatás révén. Ezekrôl a változásokról az ütközésbôl kirepülô részecskék detektálásával, jellemzôik (fajtájuk, töltésük, energiájuk, impulzusuk stb.) megmérésével szerzünk információt. Szükséges még definiálnunk, hogy mit értünk „nagyenergiájú” ütközésen. Helyesebb „nagy energia” helyett „nagy sebesség”-rôl beszélni. Az ütközést nagysebességûnek nevezzük, amennyiben a lövedékrészecske sebessége összemérhetô a céltárgyatom (-molekula) legkülsô héján lévô elektron(ok) Bohr-sebességével, illetve meghaladja azt. Ez elektronbombázás esetén néhányszor 10 eV-nél, ionoknál néhányszor 10 keV-nél nagyobb energiákat jelent. Ilyen energiáknál az atomok külsô elektronhéja ionizálódhat az ütközésben. Természetesen a belsô atomi héjak gerjesztéséhez, ionizációjához nagyobb energia szükséges: például ionbombázás esetén néhány száz keV-tôl néhány 10 MeV-ig, az atom rendszámától és a tekintett héjtól függôen. Megjegyezzük, hogy a belsô atomi héjak folyamatainak vizsgálatára – a szükséges nagy energia miatt – éppen a magfizikai részecskegyorsítók által nyílt lehetôség. Többek között ez utóbbi tény is magyarázza a terület gyors fejlôdését a kezdeti idôkben. A kísérletekbôl alapvetôen kétféle információ nyerhetô. Az ütközésben mind a lövedéknek, mind a céltárgyatomnak (-molekulának) a legkülönbözôbb gerjesztett és ionizált állapotai jöhetnek létre, amelyek spektroszkópiai vizsgálatával az atomok, molekulák szerkezetére vonatkozó ismereteinket gyarapíthatjuk. Emellett azonban érdekes és ugyanolyan fontosságú az a kérdés is, hogy ezek az állapotok hogyan alakulnak ki, azaz milyen az ütközés dinamikája. Ez utóbbira elsôsorban az elsôdlegesen emittált részecskék (pl. a „kiütött” elektronok) észlelésével, tulajdonságaik mérésével szerezhetünk információt. Csoportunkat elsôsorban az ütközés dinamikája érdekelte, bár számos atomszerkezeti vizsgálatot is végeztünk. Végül szólnunk kell a kutatási terület jelentôségérôl. A nagyenergiájú atomi ütközések kutatása elsôsorban alapkutatás jellegû, amely jelentôsen hozzájárul az általános fizikai (general physics ) ismereteinkhez. Ez annak köszönhetô, hogy – szemben a fizika más ágaival, például a magfizikával – az atomi folyamatokat létrehozó kölcsönhatások jól ismertek, így a folyamatok leírására kidolgozott (és kísérletileg alaposan tesztelt) elméleti leírások, módszerek a fizika más területein is alkalmazhatók. Példaként említhetjük a három-, illetve többtestprobléma megoldásában az atomi ütközések tanulmányozása során szerzett tapasztalatokat. Ezen túlmenôen a mért vagy elméletileg meghatározott atomfizikai adatokat (pl. energianívók, átmeneti valószínûségek, ütközési folyamatok, reakciók hatáskeresztmetszetei stb.) kiterjedten használják a fizika más ágaiban, más tudományokban, valamint a gyakorlatban. Csak egy példa az utóbbira. A nagyenergiájú ionok fékezôdése a különbözô anyagokban sorozatos atomi ütközések révén történik. Az ezzel kapcsolatos atomfizikai eredmények így fontosak lehetnek minden olyan területen, 124

1. kép. Osztályszeminárium az 1980-as években kiotói vendégkutatók (T. Mukoyama és Y. Iszozumi ) részvételével

amelyek központi jelensége az ionok fékezôdése (pl. dozimetria, részecskedetektorok, ion-implantáció, anyagvizsgálat és -átalakítás, ion-sugárterápia stb.).

Kutatási irányvonalak, koncepciók A kutatási célok megfogalmazása a kezdeti idôkben nem volt könnyû feladat. Ez érthetô, hiszen az egész tudományterület még világszerte gyerekcipôben járt, fogalmilag még csak kialakulóban volt. Arról, hogy mit érdemes csinálni, parázs vitákat folytattunk a Berényi Dénes által szervezett osztályszemináriumokon. Ezek a heti rendszerességgel megtartott szemináriumok nagyon jó hangulatúak voltak, jó érzés visszagondolni rájuk (1. kép ). Amikor most irányelveket, koncepciókat sorolunk fel, senki se gondoljon arra, hogy ezeket akkor olyan világosan láttuk! Harminc év távlatában irányelveinket a következôképpen foglalhatjuk össze. Törekedtünk • egyszerû problémák, jelenségek tanulmányozására és • egyszerû ütközési rendszerek vizsgálatára. Ez utóbbi nem mindig volt könnyû. Gondoljunk például arra, hogy a legegyszerûbb ütközési rendszer, a H++H ütközés kísérletileg nehezen vizsgálható, ugyanis hidrogén a természetben csak molekuláris állapotban létezik. Másik példa az atomi belsôhéjfolyamatok tanulmányozása – ez csak sokelektronos atomokban lehetséges! A fenti második törekvésünket ezért kiegészítettük azzal, hogy sokelektronos rendszereknél igyekeztünk olyan ütközésekkel foglalkozni, amelyeket az elméleti leírásban a legegyszerûbb ütközési rendszerre, a háromtestrendszerre redukálhatjuk. A három test: 1) a lövedékrészecske 2) a sokelektronos céltárgyatom egy kiszemelt elektronja 3) a céltárgyatom magtörzse. A kiszemelt elektron – az úgynevezett aktív elektron – kölcsönhatását a többi paszszív elektronnal a magtörzs körüli átlagos, effektív potenciállal vesszük figyelembe (azaz a páronkénti elektron– elektron kölcsönhatást – az elektronkorrelációt – elhanyagoljuk). Ez a leírási kép a függetlenrészecske modell, amelynek az az alapfeltevése, hogy az elektronok egymástól függetlenül gerjesztôdnek az ütközés során. FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

gerjesztés

ionizáció

elektronbefogás

lövedékion céltárgyatom 1. ábra. Az atomi ütközések alapfolyamatai

Amennyiben egy sokelektronos folyamatot írunk le ebben a képben, annak valószínûségét egyelektron-folyamatok valószínûségeinek szorzataként kapjuk meg. Természetesen a konkrét vizsgálatoknál tudatában voltunk annak, hogy a sokelektronos ütközési rendszerek háromtestként történô kezelése egy idealizáció, és végül is gyakran az érdekes fizikát éppen ettôl a képtôl való eltérések jelentették. Egyébként az évek folyamán megfigyelhetô munkáinkban olyan tendencia, hogy a kísérleti és elméleti eszközeink, módszereink tökéletesedésével egyre bátrabban merészkedünk a bonyolultabb rendszerek vizsgálatára. Például egyre több kísérletünkben a céltárgy valamilyen molekula, valamint számos munkánk foglalkozik az ionok és szilárdtestek kölcsönhatásaival. A fenti irányelvek mellett a kutatási koncepciót meghatározta még a vizsgálati módszer. Ennek megválasztása adódott magából a kutatási területbôl. Ugyanis az atomi ütközések fizikájának egy unikális tulajdonsága – szemben például a magfizikával –, hogy az ütközésekben a lövedékrészecske által létrehozott perturbáció erôsségét széles tartományban változtatni tudjuk. A perturbáció erôsségét a ZP /vP Sommerfeld-paraméterrel jellemezhetjük, ahol ZP és vP a lövedék töltése, illetve sebessége. Ez a gyakorlatban azt jelentette, hogy kísérleteinket többnyire elvégeztük ugyanolyan sebességû könnyû, illetve nehezebb ionokkal, valamint egy adott jelenségnek általában megvizsgáltuk a sebességfüggését is. Sôt, az elméletek további komoly tesztelési lehetôségét jelenti az is, hogy a kölcsönhatás elôjelét is megváltoztathatjuk részecske–antirészecske párok használatával. Vizsgálatainkban erre példa, hogy elektronok mellett pozitronokkal is végeztünk méréseket.

A három évtized legjelentôsebb vizsgálatai, kutatási eredményei Egy ilyen, három évtizedet átfogó visszatekintés természetesen csak a kutatási tevékenység vázlatos ismertetését engedi meg. A részletek iránt érdeklô olvasók figyelmét felhívjuk a Fizikai Szemle korábbi számaiban megjelent cikkeinkre [4–10], valamint Karl-Ontjes Groeneveld: Berényi Dénes és az atomi ütközések fizikája címû áttekintô munkájára [11]. Kutatásaink során az atomi ütközések alapfolyamatainak mindegyikével foglalkoztunk. Ezek • a gerjesztés, • az ionizáció, SARKADI LÁSZLÓ: ATOMI ÜTKÖZÉSEK FIZIKÁJA

• a töltésátadás (elektronbefogás), • a relaxáció. Az ütközési alapfolyamatokat sematikusan az 1. ábra mutatja (a függetlenrészecske képnek megfelelôen egyetlen elektron átmeneteinek ábrázolásával). A gerjesztés során a céltárgyatom egy elektronja egy magasabb energiájú kötött állapotba kerül, míg az ionizáció során az elektron szabaddá válik. Töltésátadásról (elektronbefogásról) beszélünk, amikor az elektron átmegy az egyik ütközô partnerrôl a másikra, annak alap- vagy gerjesztett állapotába. A gerjesztés a legegyszerûbb folyamat, ugyanis ekkor mind a kezdeti, mind a végállapotot alapvetôen a céltárgy magtörzse határozza meg. Így egy kéttestrendszerrel állunk szemben, amelyre a lövedék Coulomb-tere csupán perturbációként hat. Az ionizáció hasonló a gerjesztéshez, az esetek nagy részében a két folyamat azonos elméleti módszerekkel írható le. Ugyanakkor bizonyos esetekben a szabaddá váló elektron a lövedékkel is olyan erôsen kölcsönhat, hogy az már nem kezelhetô perturbációként, azaz ekkor igazi háromtest-szituáció alakul ki. A hosszú hatótávolságú Coulomberôvel kölcsönható háromtestrendszer – amennyiben a végállapotban mindhárom részecske szabad – kvantummechanikai leírása komoly kihívást jelent az elmélet számára. Az ionizációnak ez az érdekessége is magyarázza, hogy csoportunk legtöbbet ezzel a folyamattal foglalkozott. Míg a gerjesztés és az ionizáció a kezdeti és végállapot közötti egylépéses átmenetként képzelhetô el, ugyanez az elektronbefogás esetében csak alacsony ütközési sebességek esetén mondható el. Nagy ütközési sebességeknél felvetôdik a kérdés, hogy a céltárgyelektron hogyan képest szert tenni a lövedék sebessége körüli sebességre. A befogáshoz ugyanis az elektronnak fel kell gyorsulnia a lövedék sebességére. Már a probléma klasszikus mechanikai vizsgálatánál kiderül, hogy ez egyetlen lépésben nem történhet meg. Az elektronbefogás egy lehetséges kétlépeses mechanizmusát az elmélet már korábban megjósolta, kísérleti kimutatása éppen egyik munkatársunk nevéhez fûzôdik [12]. Az ütközési folyamatok eredményeképpen mind a céltárgyatom, mind a lövedékion (feltéve, ha van elektronja) gerjesztett állapotba kerülhet. A gerjesztett állapot valamennyi ideig él, majd egy foton vagy egy monoenergetikus elektron (Auger-elektron) kibocsátásával elbomlik. Ez a relaxáció, amelyrôl feltételezzük, hogy idôben szétválasztható az ütközési folyamatoktól. A fotonemisszióval szemben az Auger-elektronemisszió egy kevésbé közismert folyamat: ennek során a gerjesztett atom (ion) energiafeleslegét egy elektronjának adja át, amely által az kiszabadul az atomból (ionból).

Kísérleti tevékenység Csoportunk az ütközési jelenségeket elsôsorban kísérleti módszerekkel vizsgálta. A kísérleti munka jelentôs részét jelentette (és jelenti ma is) az eszközépítés és -fejlesztés, amelynek az ATOMKI-ban általában nagy hagyománya 125

van. Ez a tevékenység a csoport talán legnagyobb erôssége – sok esetben a nemzetközi visszhangot kiváltó eredményeink elérése az újszerû kísérleti eszközeinkek, mérôrendszereinknek volt köszönhetô. Elsô vizsgálataink tárgya az atomi belsô héjak (K-, L-, M-héj) részecskebombázással kiváltott ionizációja volt, mégpedig az ionizációt követô röntgensugárzás detektálásával. A választást elsôsorban az egyszerû kísérleti technika, valamint a viszonylag könnyû elméleti értelmezés indokolta. A mérési elrendezést a 2. ábra mutatja. A céltárgyat – párologtatással készített vékony fóliát – az Intézet gyorsítóiból (kaszkádgenerátor, 5 MV-os Van de Graaff-generátor, késôbb ciklotron) származó kollimált elektron-, illetve ionnyalábbal sugároztuk be, és az emittált röntgenfotonokat Si(Li) félvezetô detektorral detektáltuk. Megmérve a K, L és M karakterisztikus röntgensugárzás energiaspektrumait, meghatároztuk ezeknek a héjaknak az ionizációs valószínûségeit (hatáskeresztmetszeteit) különbözô energiájú elektronoknak, protonoknak, alfa-részecskéknek és nehézionoknak (elsôsorban C+, N+, O+) közepes és nagy rendszámú elemek atomjaival történô ütközéseiben (lásd pl. [13]). Megjegyezzük, hogy az atomi belsôhéjfolyamatok elméleti leírásában a függetlenrészecske kép nagyon jól használható, a hatáskeresztmetszetek kiszámításánál (pl. az elsôrendû Born-közelítésben) már hidrogénszerû hullámfüggvényekkel is jó eredményt lehet kapni. Ennek oka elsôsorban az, hogy belsô héjakon a nagy kötési energia mellett elhanyagolható az elektron–elektron kölcsönhatási energia, a külsô héjak elektronjainak együttes hatása jól figyelembe vehetô egy effektív potenciállal. További belsôhéjvizsgálataink során foglalkoztunk az egyidejûleg végbemenô többszörös ionizáció jelenségével. Így például közepes rendszámú elemek atomjainak nitrogénionokkal történô bombázásánál a Kα és Kβ röntgenvonalak intenzitásviszonyának és a vonalak energiaeltolódásának mérésével meghatároztuk, hogy a K-héjjal egyidejûleg hányszorosan ionizálódik az L- és az M-héj [14]. Röntgensugárzás-méréseinkben a detektor kezdetben rögzített helyzetben volt. Késôbb építettünk egy mérôkamrát, amellyel a röntgensugárzás szögeloszlását is meg tudtuk határozni. A szögeloszlásméréssel az ütközésben gerjesztett állapot töltésfelhôjének az alakjára (aszimmetriájára) lehet információt szerezni [6]. A töltésaszimmetria mértékét kifejezô beállítódási paraméter az ütközés dinamikájának egy fontos jellemzôje, amelynek mérése érzékeny tesztjét jelenti a különbözô elméleteknek. A protonés alfarészecske-bombázásnál az arany L3-alhéjának beállítódási paraméterére kapott eredményeinknek világszerte jelentôs visszhangjuk volt [4, 15]. A röntgenspektroszkópiai vizsgálataink mellett idôvel nagyobb hangsúlyt kaptak az elektronspektroszkópiai vizsgálataink. Ez utóbbi területen a csoportnak a korábbi magfizikai tevékenységbôl (β-spektroszkópia) fakadóan nagy hagyományai, tapasztalatai voltak, így hamarosan megépült az elsô, atomi ütközések vizsgálatára alkalmazható elektronspektrométer, amelyet számos, egyre jobb paraméterekkel rendelkezô spektrométer követett [9]. 126

céltárgy sokcsatornás analizátor

ionnyaláb röntgensugárzás

fõerõsítõ

Si (Li) detektor

elõerõsítõ

2. ábra. A röntgenmérésekhez használt kísérleti elrendezés

Az elektronspektroszkópiai méréseinket szinte kizárólag szabad atomokon és molekulákon végeztük, azaz gáznemû céltárgyat használtunk. Az ütközésbôl kirepülô elektronok energia- és szögeloszlását elektrosztatikus elektronspektrométerrel mértük. Ez utóbbit sematikusan a 3. ábra mutatja a legegyszerûbb felépítésû, párhuzamos lemezpárból álló spektrométer esetén: az elektronok egy bemenô résen keresztül két kondenzátorlemez által létrehozott elektromos térbe kerülnek, amely az elektront eltéríti. A kimenô résen csak csak a lemezekre adott U potenciál által meghatározott energiájú elektronok haladhatnak át (ferdehajítás). Az elektronokat csatorna-elektronsokszorozóval, illetve az újabb spektrométereinkben helyzetérzékeny mikrocsatornás elektronsokszorozó lemezekkel detektáljuk. Bár használunk olyan egyszerû spektrométereket is, mint amilyen az 3. ábrá n látható, legtöbb spektrométerünk sokkal bonyolultabb felépítésû: a párhuzamos síklemezeket egymásba illesztett hengerekké hajlítva, vagy gömbökké görbítve az eszköz fókuszáló ereje, transzmissziója (hatásfoka) és energiafeloldása nagymértékben növelhetô. Az egyre nagyobb teljesítôképességû elektronspektrométerek építése csak egyik részét jelentette a csoport fejlesztômunkájának. Egy atomi ütközési folyamat pontos definiáláshoz egyéb kiegészítô információkra, mérési adatokra is szükség van. Így például tudnunk kell, hogy a kísérlethez használt lövedékionok valóban a kívánt töltésállapotban vannak, illetve milyen a vizsgált folyamatban a kimenô (szóródott) ionok töltésállapota. Ehhez a 3. ábrá n bemutatott mérési elrendezést ki kellett egészíteni további eszközökkel. A kibôvített elrendezés a 4. ábrá n látható. Ennek fontosabb részei a következôk. A gyorsítóból érkezô, adott töltésállapotú ionok nyalábjában jelen3. ábra. Az elektronspektroszkópiai mérésekhez használt kísérleti elrendezés elektronspektrométer U céltárgy ionnyaláb elektrondetektor

FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

töltéscserélõ gázcella

elektronspektrométerek

ionszelektor

TOF

töltésállapot-analizátor

részecskedetektor Faraday-kamra

4. ábra. Kiegészítô eszközök az ütközési folyamatok azonosításához

lévô egyéb töltésû „szennyezô” részecskéktôl egy elektrosztatikus ionszelektorral szabadulunk meg. A szelektor négy kondenzátorlemez-párból és egy mozgatható résbôl áll. Amennyiben más töltésû ionokra van szükségünk, a gyorsítóból érkezô nyalábot elôször egy gázcellán vezetjük át, ahol az áttöltôdik. Ekkor sokféle töltésû ionok keletkezhetnek, amelyek közül a kívánt töltésállapotúakat az ionszelektorral választjuk ki. Az ábrán az emittált elektronok analízisére a könnyebb megértés és átláthatóság kedvéért két egyszerû felépítésû spektrométert tüntettünk fel. Azzal, hogy két spektrométer van az ábrán, azt érzékeltettük, hogy bizonyos kísérleteinkben az ütközésbôl származó, két elektront figyelünk meg egyidejûleg (koincidenciában). Ilyen mérésre van szükség például abban az esetben, ha az ütközés során elsôdlegesen emittált elektronok közül ki szeretnénk válogatni azokat, amelyek az atom egy adott héjáról származnak. Ha ez az atom egyik belsô héja, akkor az ionizációt követôen az atom egy Auger-elektron emissziójával kerülhet alapállapotba. Ekkor az elsôdlegesen emittált elektron mellett egy Auger-elektron is megjelenik. A két elektron egyidejû észlelése azonosítja a belsô héjat. Ilyen vizsgálatot végeztünk ion–atom ütközésben [16, 17], illetve újabban foton– atom ütközésben [18] emittált elektronokra vonatkozóan. Ez utóbbi munkában olyan különleges spektrométert használtunk, amelyben a két elektron analízise és detek5. ábra. A legújabb (ESA-22 elnevezésû) elektron–elektron koincidenciamérésre alkalmas elektronspektrométer metszeti rajza


tálása egyetlen spektrométer két, egymástól függetlenül mûködtethetô részében végezhetô (5. ábra ). A 4. ábrá n látható két spektrométer közül az egyik speciális abban a tekintetben, hogy azzal a nyalábirányban (0°-ban) emittált elektronok analizálhatók – míg az ionnyaláb gyakorlatilag irányváltoztatás nélkül áthalad a spektrométeren, az ionokénál több nagyságrenddel kisebb energiájú elektronokat a spektrométer elsô fokozata eltéríti a 0°-os iránytól. Ennek a technikának az alkalmazásával kiterjedten vizsgáltuk az elektronspektrumban 0° alatt megjelenô struktúrát, az úgynevezett cusp -csúcsot. Az ezen a területen elért eredményeinkrôl a Fizikai Szemlé ben néhány évvel ezelôtt részletesen beszámoltunk [8], itt csupán megemlítjük két, világszerte nagy érdeklôdést kiváltó munkánkat: az egyikben a cusp-csúcs kialakulását semleges atomi lövedékek [19], a másikban pozitronlövedék [20] alkalmazásával vizsgáltuk. Az ütközés során az ionok töltésállapota megváltozhat. Például abban az esetben, ha valamelyik spektrométerrel detektált elektron a lövedékbôl származik, akkor a lövedékion töltése egységnyivel megnövekszik. Annak eldöntésére, hogy az elektron a céltárgyból vagy a lövedékbôl emittálódott, illetve milyen egyéb folyamatok játszódtak le az ütközésben (pl. az elektron emissziójával egyidejûleg végbemenô töltésátadás), szükség van a kimenô, szóródott ion töltésállapotának a meghatározására is. Erre szolgál a szintén elektrosztatikus eltérítésen alapuló töltésállapot-analizátor és az ionok detektálására szolgáló, mozgatható részecskedetektor. Ez utóbbi speciális abban a tekintetben, hogy igen gyors: másodpercenként több százezer ion számlálására alkalmas. A detektor szintén a csoportunk fejlesztômunkájának eredménye [21]. A töltésállapot-analizátor és a részecskedektor megépítése tette lehetôvé például azt, hogy a fentiekben említett cusp-jelenséget elektronokkal rendelkezô, úgynevezett strukturált lövedékekkel is vizsgálhassuk [22]. Végül szintén a különbözô reakciócsatornák azonosítását segíti az ionizált és meglökött céltárgyatomok töltésállapotának meghatározására szolgáló repülésiidô-spektrométer (time-of-flight, TOF-spektrométer). Az elektronspektroszkópiai módszerrel végzett vizsgálataink sora hosszú, itt csak címszavakban mutathatjuk be azokat. Az ütközés dinamikájára nyerhetünk információt az elsôdlegesen kiütött elektronok folytonos energiaeloszlású spektrumjainak mérésével az emisszió szögének függvényében. Számos ilyen jellegû mérést végeztünk, amelyekkel kétszeresen (az elektron energiája és szöge szerinti) hatáskeresztmetszeteket határoztunk meg. Ezek között vannak olyan munkáink – például azok, amelyekben a lövedékbôl történô elsôdleges elektronemissziót (az ún. elektronvesztési folyamatot) széles szögtartományban tanulmányoztuk –, amelyeket a mai napig gyakran említik az irodalomban mint az elsô ilyen jellegû méréseket [23, 24]. Egyes kísérleteinkben a szóródott lövedékrészecskék jellemzôit is mérve, háromszorosan differenciális hatáskeresztmetszeteket is sikerült meghatároznunk [20, 25]. Ezek iránt igen nagy volt az elméleti 127

érdeklôdés. Ez azzal magyarázható, hogy minél árnyaltabb, részletesebb információt nyújt egy mérési eredmény egy adott jelenségrôl, annál hatékonyabban ellenôrizhetôk általa az egyes elméleti modellek – szemben az integrális mennyiségekkel, amelyek származtatásánál a különbözô elméleti közelítések közötti különbségek gyakran kiátlagolódnak, összemosódnak. A csoport által kifejlesztett elektronspektrométerek kitûnô energiafeloldása révén a dinamikai vizsgálatok mellett atomszerkezeti kutatásokat is végeztünk. Elektron-, proton- és He+-ionbombázással nemesgázatomokból kiváltott Auger-elektronok energiaspektrumainak megmérésével és újszerû kiértékelésével pontos átmeneti energiákat és elágazási viszonyokat határoztunk meg és hasonlítottunk össze különbözô atomszerkezeti számítások eredményeivel (lásd pl. [26]). A jó energiafeloldás azt is lehetôvé tette, hogy egyes Auger-vonalak szögeloszlásának mérésével meghatározzuk az illetô gerjesztett állapot beállítódási paraméterét (lásd pl. [6, 27]). Ehhez kapcsolódóan értékes eredményként megemlítjük, hogy kétszeresen ionizált elektronállapotokra is sikerült meghatároznunk az úgynevezett anizotrópiaparaméter értékét [28] (ez az a mennyiség, amely megmutatja, hogy egy gerjesztett állapot töltésfelhôjének aszimmetriája milyen mértékben tükrözôdik az Auger-vonal anizotróp szögeloszlásában). Ugyancsak a jó energiafeloldás tette lehetôvé, hogy a többszörös ionizáció jelenségére sokkal árnyaltabb információkhoz jussunk, mint amilyeneket az addig általánosan használt röntgenspektroszkópiai módszerrel kaptak. Ezekrôl a vizsgálatainkról korábban szintén részletesen beszámoltunk a Fizikai Szemlé ben [5, 6, 10]. A vizsgálati módszer elve az, hogy amennyiben egy belsô atomi héj ionizációja mellett az atom egy vagy több külsô héja is ionizálódik, a belsô héjon lévô lyuk Auger-bomlása kissé eltérô körülmények között megy végbe ahhoz az esethez képest, amikor a külsô héjakon nincs változás. Ekkor a „normális” Auger-vonal (diagramvonal) mellett egy szatellitvonal jelenik meg, amelynek energiája függ attól, hogy melyik külsô héj ionizálódott és hányszorosan. Egy ütközésben – különösen nehézion-lövedékek esetén – nagyszámú gerjesztett elektronkonfiguráció alakulhat ki, ami sok szatellitvonal megjelenéséhez vezet az elektronspektrumban. A spektrum analízisével kétféle típusú információ nyerhetô. Egyrészt a szatellitvonalak energiái, elágazási viszonyai atomszerkezeti szempontból jelentenek fontos adatokat, másrészt a szatellitvonalak intenzitáseloszlásából következtetni lehet arra, hogy egy adott ütközésben egy külsô héj milyen valószínûséggel ionizálódik a belsô héjjal egyidejûleg. Csoportunk a többszörös ionizációra szisztematikus méréssorozatot végzett, elsôsorban Ne céltárgy esetén, a K Auger-elektron spektrum analízisével [29–31]. A gerjesztô részecskék protonok és különbözô töltésû Ne- és Ar-ionok voltak. Ez utóbbi nehézionokkal a dubnai EAI U300-as ciklotronjának nyalábján történtek a mérések egy többéves dubnai program részeként az 1980-as években. Ezeknek a méréseknek az eredménye több száz új Auger-vonal megfigyelése, vala128

mint az ütközési dinamikára vonatkozóan az a konklúzió, hogy a függetlenrészecske kép jól alkalmazható a többszörös ionizáció leírására ezekben az ütközésekben. A kísérleti eredmények interpretálására akkor kifejlesztett, egyszerû fizikai meggondolásokon alapuló, de ugyanakkor nagyon hatékony geometriai modellt [32] a mai napig a világ számos laboratóriumában használták a lyukkeltési valószínûségek maghatározására atomi ütközésekben. A csoport egy további fontos kutatási tematikája volt az ütközés utáni kölcsönhatás (post-collision interaction, PCI) jelenségének felderítése. A fentiekben említettük, hogy az ütközési folyamatok és az ütközésben létrejött gerjesztett állapotok bomlása (a relaxáció) idôben jól szétválasztható folyamatok. Ez természetesen csak egy – az elméleti tárgyalást nagyon megkönnyítô – feltételezés, amelyet kísérletileg ellenôrizni kell. Itt arra lehet gondolni, hogy például egy töltött részecske által kiváltott belsôhéj-ionizációt követô Auger-folyamatban a kibocsátott elektrontól az emiszszió pillanatában még nincsenek nagyon távol az ütközésbôl távozó, prompt töltött részecskék (a kiütött elektron és a szórt bombázó részecske), így köztük és az Auger-elektron közötti kölcsönhatás – a Coulomb-erô hosszú hatótávolsága miatt – nem elhanyagolható. Ez a PCI-hatás természetesen függ az állapot életidejétôl: nagyon sokáig élô (metastabil) állapot esetén az Auger-elektron átlagosan nagy késéssel „indul el” az atomból, így a hatás elhanyagolható. Másfelôl nagyon lassú ütközésekben nagy PCIeffektus várható, hiszen a lövedék az emisszió pillanatáig csak kis mértékben távolodik el az atomtól. Ezzel magyarázható, hogy a PCI-t elôször lassú ütközésekben figyelték meg. A PCI elsôsorban az Auger-vonal alakjának torzulásában és energiájának eltolódásában nyilvánul meg. Csoportunk jelentôs eredménye ezen a területen, hogy elsôként hívta fel a figyelmet arra, hogy az effektus gyors ion–atom ütközésekben is jelentôs szerepet játszhat az Auger-folyamatban [33]. Ugyancsak elsôként mutattuk ki, hogy igen erôs, szingularitást okozó PCI lép fel nyalábirányban annál az ionsebességnél, amely megegyezik az Auger-elektronok sebességével [34, 35]. A hatás ilyenkor nemcsak a vonalalak-torzulást és energiaeltolódást idéz elô, hanem jelentôsen megváltoztatja az Auger-vonal intenzitását is [36]. Ez utóbbi jelenség az úgynevezett Coulomb-fókuszálási mechanizmussal magyarázható. Az elektronspektroszkópiai módszerrel végzett vizsgálataink sorát két, napjainkban is folyó kutatás ismertetésével zárjuk. Az egyik témakörben a tanulmányozott jelenség az ionok és atomok ütközéseiben szabaddá váló elektronok egymást követô – a pingpongjátszmához hasonló – többszörös ütközései a lövedékionnal és a céltárgyatom magjával [37, 38]. A folyamat lényege az, hogy az elektron a céltárgyatom felé közelítô nehéz lövedékkel sorozatosan ütközve attól energiát nyer, és így egyre nagyobb sebességekre gyorsul fel. A mechanizmus hasonló ahhoz, mint amelyet Fermi javasolt a nagyenergiájú kozmikus sugárzás eredetének egy lehetséges magyarázataként. Feltételezése szerint a világûrben található gyenge, ám hatalmas kiterjedésû mágneses terek – amiFIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

1,25 kor azok éppen szemben mozognak – fotonnyaláb iránya 60° gyorsíthatják fel a töltött részecskéket. 120° 1,00 Míg a Fermi-féle részecskegyorsítási 0,75 150° folyamat létezését ion–atom ütközé30° sekben kétszeres szórás esetén a mi polarizációs 0,50 munkánkat megelôzôen már kimutatvektor iránya ták, az elsô háromszoros (lövedék–cél0,25 tárgy–lövedék) és négyszeres (löve0,00 dék–céltárgy–lövedék–céltárgy) elekt210° 330° ronszórási sorozatokat az ATOMKI –0,25 Van de Graaff-gyorsítója mellett ne80 120 160 200 300° 240° künk sikerült megfigyelnünk elôször fotonenergia (eV) szénionoknak xenonatomokkal törté6. ábra. A Xe 5s héjának fotoionizációjára kapott mérési eredmények nô ütközéseiben a nagy energiával kilépô elektronok spektrumában. Elméleti munka Egy másik témakörben fotont használunk mint gerjesztô részecskét. Erre a célra legalkalmasabb szinkrot- A fentiekbôl is láthatóan a csoport tevékenysége elsôsorront használni sugárforrásként. A szinkrotron nagy elô- ban kísérleti jellegû. Ugyanakkor a kísérleti eredmények nye más sugárforrásokkal szemben a hangolható energia interpretációja, megértése sokszor szükségessé tette el(monokromátor alkalmazásával), a polarizáltság, vala- méleti leírások, modellek kidolgozását is. A csoport elmint a nagy fotonintenzitás. Ezeket a vizsgálatokat a méleti tevékenysége így szorosan kapcsolódott a kísérleti svédországi Lundban lévô MAX-2 szinkrotron fotonnya- munkához, de sok esetben – már csak sikeressége miatt lábján, az 5. ábrá n látható újszerû, elektron–elektron ko- is – attól elszakadva, önálló elméleti kutatások végzését incidenciamérésre alkalmas elektronspektrométerrel vé- is jelentette. A kidolgozott különbözô elméleti módszegezzük az Oului Egyetem (Finnország) kutatóival együtt- rek, modellek részletes ismertetésére itt nincs lehetôsémûködve. Az eredmények közül itt azt mutatjuk be, günk, csak vázlatosan említjük azokat: amelyre csoportunk a Xe 5s héjáról fotoionizációval emit• Síkhullámú Born-közelítés (PWBA). tált elektronok szögeloszlására kapott [39]. A 6. ábra bal• Félklasszikus közelítés (SCA). oldalán a fotoelektron intenzitáseloszlásának kördiag• Csatolt-csatornás modell az L-alhéjak ionizációjának ramját láthatjuk az emisszió szögének függvényében, 150 leírására. eV fotonenergiánál. Mivel az emisszió szimmetriáját elsô• Programok a Coulomb- és árnyékolt Coulomb-posorban a fotonnak a nyalábirányra merôleges polarizáci- tenciál mátrixelemeinek meghatározására. ós vektora határozza meg, az emisszió szögét célszerû ez • Folytonosan torzított hullámú közelítés. utóbbi irányhoz viszonyítani. A pontok a mért intenzitá• Geometriai modell a többszörös ionizáció leírására. sok, a görbe pedig a kísérleti adatokhoz illesztett elméleti • Klasszikus pályaszámításon alapuló Monte Carloszögeloszlásfüggvény. Látható, hogy a szögeloszlás alap- modell. vetôen dipóljellegû, azonban nem teljesen szimmetrikus Egyik-másik elméleti munkánknak komoly nemzetközi a polarizációs vektor körül, hanem mutat egy kismértékû visszhangja volt. Példaként említem a gerjesztés, ionizáció elôre-hátra aszimmetriát. A nem dipól járulék nagyságát és elektronbefogás leírására a folytonosan torzított hullákifejezô γ-paraméter függése a fotonenergiától az 5. mú közelítés (continuum distorted wave, CDW) keretein ábra jobb oldalán látható. A γ-paraméter rezonanciasze- belül kifejlesztett modellt (lásd pl. [42]). Az ionizációra rû változása a fotonenergia függvényében sokelektronos megírt CDW számítógépprogramot a világ számos laborakorrelációs effektusok jelenlétére utal. tóriumában használják az atomi ütközésekben emittált Kísérleti tevékenységünk áttekintésénél szólnunk kell elektronok folytonos energiaspektrumának kiszámítására. még a nagy lefosztottságú ionok elôállítására alkalmas elektron-ciklotronrezonancia (ECR) ionforrás kifejlesztéEgyéb tevékenység sérôl [40] és a hozzá kapcsolódó vizsgálatokról. Erre a fejlesztômunkára az elmúlt évtizedben került sor, és sike- Berényi Dénes kezdeményezte és évtizedeken át szervezresen végzôdött: a megépített ionforrás nemzetközi vi- te A gyors ion–atom ütközések nemzetközi mûhelye címû szonylatban kiemelkedô paraméterekkel rendelkezik. A konferenciasorozatot. Ez a terület világszerte legkiválóbb berendezésen már a fejlesztés és optimalizálás szakaszá- tudósait összehozó konferenciasorozat 1981-ben indult, ban komoly érdeklôdést kiváltó plazmafizikai vizsgálatok és háromévente került megrendezésre. Az idén már a folytak (és folynak napjainkban is), és elkezdôdtek az nyolcadikat szervezzük. A debreceni atomfizikai kutatáionforrás alapkutatási alkalmazásai is. Érdekes példaként sok komoly elismerését jelentette, hogy 1993-ban mi renemlítjük azokat a kutatásokat, amelyek célja nitrogénato- dezhettük meg a terület egyik legjelentôsebb konferenmok nagy hatásfokkal történô bejuttatása a futball-labda ciáját, az International Conference on X-Ray and Inneralakú C60 fullerénmolekulák belsejébe [41]. Shell Processes címû konferenciát.


129

Említésre méltó még a csoport oktatási tevékenysége. Többen tartottunk, illetve tartunk a Kossuth Lajos Egyetemen (Debreceni Egyetemen) speciális kollégiumokat, laboratóriumi gyakorlatokat, PhD-kurzusokat. Szívesen vállalunk tudományos diákkörösök, diplomamunkások, doktoranduszok foglalkoztatását. A csoportban az elmúlt harminc év során 12 diplomamunka és szakdolgozat, valamint 13 egyetemi doktori, illetve PhD-disszertáció született. Nyolcan közülünk kandidátusi, öten akadémiai doktori címet szereztek. Eredményeink jelentôs része nemzetközi együttmûködésben született. Ez – különösen a kezdeti idôkben – elsôsorban Berényi Dénesnek volt köszönhetô, aki nagy figyelmet szentelt a nemzetközi kapcsolatok kialakítására. Csoportunk elsôsorban azokat az együttmûködéseket tartotta értékesnek, amelyekben a külföldi partnerrel egyenrangú szerepünk volt, például saját mérôberendezéssel vettünk részt a munkában. Az együttmûködéseknek csak a felsorolása nagyon hosszú lenne, itt csupán kettôt említünk meg. Egyik legrégibb és legeredményesebb kapcsolatban a Kiotói Egyetemmel (lásd az 1. és 2. kép et) állunk. Másik hosszú, körülbelül húsz évig tartó együttmûködésünk a frankfurti J.W. Goethe Egyetem Magfizikai Intézetének munkatársaival volt, akikkel nagyon szép eredményeket értünk el az atomi ütközésekben emittált elektronok vizsgálatában. Ez utóbbi azért is volt emlékezetes, mert két esetben elektronspektrométert is kiszállítottunk a frankfurti intézetbe a közös mérésekhez. ✧ Végül a három évtized eredményeinek bemutatásához tartozik azok nevének felsorolása, akik a munkában részt vettek. Jelenlegi és volt munkatársaink: Berényi Dénes, Biri Sándor, Cserny István, Gáll Ferenc, Gulyás László, Hock Gábor, Kádár Imre, Kiss Károly, Kövér Ákos, Orbán Andrea, Papp Tibor, Pálinkás József, Ricz Sándor, Sarkadi László, Schlenk Bálint, Sulik Béla, Szabó Gyula, Takács Endre, Török István, Tôkési Károly, Valek Aladár, Varga Dezsô, Vatai Endre, Vámosi János, Végh János, Végh László. Diplomamunkások, doktoranduszok: Andó László, Báder Attila, Cserny Katalin, Daróczy Péter, Herbák János, Kenéz Lajos, Koncz Csaba, Lugosi László, Nábrádi Péter, Paripás Béla, Redler László, Ricsóka Ticia, Szabó Csilla, Szmola Ernô, Tóth László, Suta Tibor, Vajnai Tibor, Végvári Zsolt, Víkor György, Víkor Ljiljana, Závodszky Péter. Irodalom 1. 2. 3. 4. 5. 6. 7. 8. 9. 10. 11. 12.

S.A.H. SEIF EL NASR, D. BERÉNYI, GY. BIBÓK – Z. Phys. 267 (1974) 169 S.A.H. SEIF EL NASR, D. BERÉNYI, GY. BIBÓK – Z. Phys. 271 (1974) 207 BERÉNYI D. – Fiz. Szemle 21 (1971) 199 BERÉNYI D. – Fiz. Szemle 31 (1981) 241 VARGA D. – Fiz. Szemle 35 (1985) 13 PÁLINKÁS J. – Fiz. Szemle 38 (1988) 304 SARKADI L. – Fiz. Szemle 40 (1990) 55 SARKADI L. – Fiz. Szemle 48 (1998) 363 KÖVÉR Á., RICZ S., VARGA D. – Fiz. Szemle 48 (1998) 366 SULIK B., KÁDÁR I., VÉGH J. – Fiz. Szemle 48 (1998) 374 K.-O. GROENEVELD – Fiz. Szemle 48 (1998) 357 J. PÁLINKÁS, R. SCHUCH, H. CEDERQUIST, O. GUSTAFSSON – Phys. Rev. Lett. 63 (1989) 2464

130

2. kép. Prof. Szakae Simizu (Kiotói Egyetem, Japán) és Berényi Dénes 13. E. KOLTAY, D. BERÉNYI, I. BORBÉLY-KISS, S. RICZ, G. HOCK, J. BACSÓ – Z. Phys. A 278 (1976) 299 14. T. MUKOYAMA, L. SARKADI, D. BERÉNYI, E. KOLTAY – J. Phys. B: At. Mol. Phys. 13 (1980) 2773 15. J. PÁLINKÁS, L. SARKADI, B. SCHLENK – J. Phys. B: At. Mol. Phys. 13 (1980) 3829 16. L. SARKADI, J. BOSSLER, R. HIPPLER, H.O. LUTZ – J. Phys. B: At. Mol. Phys. 16 (1983) 71 17. L. SARKADI, J. BOSSLER, R. HIPPLER, H.O. LUTZ – Phys. Rev. Lett. 53 (1984) 1551 18. S. RICZ, Á. KÖVÉR, M. JURVANSUU, D. VARGA, J. MOLNÁR, S. AKSELA – Phys. Rev. A 65 (2002) 2707 19. L. SARKADI, J. PÁLINKÁS, Á. KÖVÉR, D. BERÉNYI, T. VAJNAI – Phys. Rev. Lett. 62 (1989) 527 20. Á. KÖVÉR, G. LARICCHIA – Phys. Rev. Lett. 80 (1998) 5309 21. Á. BÁDER, L. SARKADI, GY. HEGYESI, L. VÍKOR, J. PÁLINKÁS – Meas. Sci. and Techn. 6 (1995) 959 22. Á. KÖVÉR, L. SARKADI, J. PÁLINKÁS, D. BERÉNYI, GY. SZABÓ, T. VAJNAI, O. HEIL, K.-O. GROENEVELD, J. GIBBONS, I.A. SELLIN – J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 22 (1989) 1595 23. Á. KÖVÉR, D. VARGA, GY. SZABÓ, D. BERÉNYI, I. KÁDÁR, S. RICZ, J. VÉGH, G. HOCK – J. Phys. B: At. Mol. Phys. 16 (1983) 1017 24. Á. KÖVÉR, GY. SZABÓ, L. GULYÁS, K. TÔKÉSI, D. BERÉNYI, O. HEIL, K.-O. GROENEVELD – J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 21 (1988) 3231 25. L. SARKADI, U. BRINKMANN, A. BÁDER, R. HIPPLER, K. TÔKÉSI, L. GULYÁS – Phys. Rev. A 58 (1998) 296 26. GY. VÍKOR, L. TÓTH, S. RICZ, Á. KÖVÉR, J. VÉGH, B. SULIK – J. of Electr. Spectr. Rel. Phen. 83 (1997) 235 27. L. TÓTH, GY. VÍKOR, S. RICZ, P. PELICON, R. MILLER – Nucl. Instrum. Methods B 86 (1994) 151 28. N.M. KABACHNIK, J. TULKKI, H. AKSELA, S. RICZ – Phys. Rev. A 49 (1994) 4653 29. I. KÁDÁR, S. RICZ, V.A. SCHEGOLEV, B. SULIK, D. VARGA, J. VÉGH, D. BERÉNYI, G. HOCK – J. Phys. B: At. Mol. Phys. 18 (1985) 275 30. S. RICZ, I. KÁDÁR, V.A. SCHEGOLEV, D. VARGA, J. VÉGH, D. BERÉNYI, G. HOCK, B. SULIK – J. Phys. B: At. Mol. Phys. 19 (1986) L411 31. I. KÁDÁR, S. RICZ, J. VÉGH, B. SULIK, D. VARGA, D. BERÉNYI – Phys. Rev. A 41 (1990) 3518 32. B. SULIK, G. HOCK, D. BERÉNYI – J. Phys. B: At. Mol. Phys. 17 (1984) 3239 33. S. RICZ, I. KÁDÁR, J. VÉGH – Nucl. Instrum. Methods B 40 (1989) 77 34. L. SARKADI, T. VAJNAI, J. VÉGH, Á. KÖVÉR – J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 24 (1991) 1655 35. E. TAKÁCS, L. SARKADI, S. RICZ, B. SULIK, L. TÓTH – J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 24 (1991) L381 36. GY. VÍKOR, S. RICZ, B. SULIK, L. TÓTH, Á. KÖVÉR, J. VÉGH – J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 29 (1996) L787 37. B. SULIK, CS. KONCZ, K. TÔKÉSI, A. ORBÁN, D. BERÉNYI – Phys. Rev. Lett. 88 (2002) 073201 38. SULIK B. – Fiz. Szemle, megjelenés alatt 39. S. RICZ, R. SANKARI, Á. KÖVÉR, M. JURVANSUU, D. VARGA, J. NIKKINEN, T. RICSÓKA, H. AKSELA, S. AKSELA – Phys. Rev. A 67 (2003) 2712 40. BIRI S., PÁLINKÁS J., BERÉNYI D. – Fiz. Szemle 44 (1994) 89 41. S. BIRI, A. VALEK, L. KENÉZ, A. JÁNOSSY, A. KITAGWA – Rev. Sci. Instrum. 73 (2002) 881 42. L. GULYÁS, P.D. FAINSTEIN, A. SALIN – J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 28 (1995) 245

FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

MEGEMLÉKEZÉSEK

BERÉNYI DÉNES HETVENÖT ÉVES Berényi Dénes hetvenöt éves. Ötvenéves intézetünk alapító tagja ô, akinek pályakezdése nagyjából egybeesett az Atommagkutató Intézet alapításával. Személye szinte egybeforrt az intézettel. (Nemrég történt, hogy valaki Debrecenben megkérdezte tôlem, hogy nálunk továbbra is Berényi Dénes-e az igazgató.1) De most mégis személyérôl, és nem az Intézetrôl akarok szólni. Hetvenéves korában kétszer is köszöntöttem ôt: egyszer angolul a tiszteletére rendezett konferencián, másodszor magyarul, hazai közönség jelenlétében. A két méltatás egymásra ortogonális volt. A külföldieknek igazgatóelôdömrôl beszéltem, a magyaroknak, akik nem voltak mind kollégák, fôként a kutató fizikusról és a tanárról. Most, készülvén a mai alkalomra, néhány címszót papírra vetettem, majd elolvastam a két korábbi köszöntésre készített jegyzeteimet. Nagy örömmel tapasztaltam, hogy szinte semmi átfedés sincs az új és a régi gondolatok között, úgyhogy amit most mondok, az ortogonális lesz mindkét elôzôre. Most az embert és a szaktudománya horizontján túlra tekintô tudóst próbálom méltatni. Dénes igazi egyesítô, összhangot teremtô, kibékítô személyiség. Míg aktív vezetô volt, munkatársakat gyûjtött maga köré. Mint professor emeritus, egyik szemét rajta tartja a gondjaiba vett nyájakon, hogy szét ne széledjenek. Az Atomfizikai Fôosztály, de az egész intézet tudományos közössége is érzi magán Dénes vigyázó szemét, és ez nagyon jó érzés. És nyájon ôrködik, éberen és lelkesen akkor is, amikor a határokon túli magyar tudományos közösségeket terelgeti, istápolja. A Dénes köré gyûlt emberek azért kovácsolódnak jó közösséggé, mert rájuk ragad valami a Dénes nyájasságából.2 Dénes képes meglátni a jót a gyarlóságok között is, és szigora mellett is elnézô tud lenni minden iránt, ami elnézhetô. Olyan tapintattal tud bírálni, hogy abban nyoma sincs semmiféle bántó élnek, személyeskedésnek. Ezt a felebaráti szeretetet tágítja nagy léptékûvé politikai szemlélete. Dénes nem politizál, de politikai véleményalkotása nagyon jellemzô rá: rendíthetetlen türelmet tanúsít az intoleranciával szemben is, és szép szavakkal emelkedik felül a durvaságon is. Bámulatra méltó, hogy ez ma Magyarországon valakirôl elmondható!

Dénes a nemzetközi együttmûködéseknek is úttörôje. Külföldi barátaival – túl a munkatársi, a személyes kapcsolatokon – a nemzetek közötti összetartás szép példáit adja. Ennek is szól az ôt körülvevô megbecsülés nemzetközi fórumokon. Dénes egész életében nem csupán dolgozott, hanem szolgálatot teljesített, és ezt várta el munkatársaitól is. A kutatómunkával a tudományt szolgáljuk. De a tudomány nem önmagáért van, hanem gyakorlati és kulturális vonatkozásai révén az embert szolgálja. Mint igazgató rengeteget tett azért, hogy eredményeink a gyakorlatban is hasznosuljanak. Ugyanakkor sok-sok éven át szolgálta a magyar fizikai (szub)kultúra orgánumát, a Fizikai Szemlé t, ma pedig fôszerkesztôként tölti be a Marx György halála után támadt ûrt. A tudomány tágabb értelemben kultúrává az ismeretterjesztés révén válik, és Dénes példaadása és nemritkán szigorú felszólítása sokakat vett rá arra, hogy a kutatási eredményeiket kulturális javakká tegyék. Dénes azonban egyre több figyelmet fordít a konkrét ismeretterjesztés mellett a tudományos kultúrának arra a párlatára is, amelyet mûveltségnek nevezhetünk, és

Elhangzott az MTA Fizikai Osztály Atom- és Molekulafizikai valamint Atommagfizikai Bizottságának közös ülésén 2004. január 14-én. 1

Berényi Dénes 1976 és 1989 között igazgatta az ATOMKI-t. Én már a második utódja vagyok.

2

Elôadásában Varga Dezsô (lásd e szám 117. o.) az atomizálódásra panaszkodott ugyan, de szerintem intézetünk részlegei között még mindig az atomfizikus közösség körében legerôsebb a magba tömörülés.

MEGEMLÉKEZÉSEK

131

ami a közgondolkodásnak is része. A demokráciában az emberek kénytelenek nap mint nap a társadalomért felelôsen cselekedni, de nem képesek tudatosan és értelmesen dönteni tudományos mûveltség nélkül. Dénes munkássága a Debreceni Szemlé ben, a Magyar Tudomány ban és egyebütt a közönség tudományos mûveltségét is gyarapítja. A tudományos mûveltséget terjeszteni nem egyszerûen szakírói munkásság, hanem közéleti szervezômunka is. Berényi Dénesnek a Kárpát-medence közös magyar tudományos fórumai érdekében végzett munkája egyben a tudományos mûveltség terjesztését is szolgálja.

Ahogyan telnek-múlnak az évek, a feladat, a szolgálat valahogy nem kisebbedik. Dénesnek is van ugyan Achilles-sarka, de Hector nyila csak egy idôre tudta visszavetni munkájában.3 Hála Istennek, ma újra olyan egészségesnek és munkabírónak látjuk, mint valaha, és kívánjuk, hogy munkásságának további dimenzióit legyen módunk az elôttünk álló évtizedekben felderíteni. Lovas Rezsô MTA Atommagkutató Intézete 3

Célzás arra, hogy körülbelül egy évig Achilles-ínszakadással küszködött.

HÍREK–ESEMÉNYEK Átadták a Talentum Akadémiai Díjat Kiemelkedô elismerést adtak át fiatal tudósoknak a KözépEurópai Tehetségkutató Alapítvány támogatásával, annak öttagú, akadémikusokból álló döntôbizottsága (Vizi E. Szilveszter, Bojár Gábor, Detrekôi Ákos, Enyedi György, Fodor István, Glatz Ferenc és Roska Tamás ) javaslatára. Az idén, két másik fiatal tudós mellett, a természettudomány kategóriában a Talentum 2003. évi Akadémiai Díjat DOMOKOS PÉTER fizikus nyerte el A fény mechanikai hatása atomokra és molekulákra optikai rezonátorban címû pályázatával. A díjakat 2004. február 13-án az MTA székházában adták át.

A 2004. évi Jedlik Ányos-díj kitüntettetjei A Jedlik Ányos-díjat 1996 óta adományozza a Magyar Szabadalmi Hivatal elnöke azoknak, akik sikeres feltalálói tevékenységet és kiemelkedô színvonalú, hatékonyságú iparjogvédelmi munkásságot fejtenek ki. Idén márciusban az öt Jedlik Ányos-díj mellett, amelyet BARKÓCZY JÓZSEF, JALSOVSZKY GYÖRGYNÉ, POLLHAMER ERNÔNÉ, ZOLTÁN ISTVÁN és SÜMEGHY PÁLNÉ kapott, KROÓ NORBERT, az MTA fôtitkára Honoris causa Jedlik Ányos-díjat vehetett át. Az Akadémia fôtitkára kiemelkedô tudományos kutatói, tudományszervezôi munkásságáért, feltalálói tevékenységéért, illetve az iparjogvédelmi tudatosság növelése érdekében kifejtett tevékenységéért részesült az elismerésben.

Kormánykitüntetések 2004. március 15-e alkalmából Mádl Ferenc köztársasági elnök magas kitüntetéseket adott át hétfôn az Országház kupolacsarnokában 2004. március 15-én: Széchenyi-díjat kapott KEVICZKY LÁSZLÓ akadémikus, az MTA alelnöke. Keviczky László az MTA Számítástechnikai és Automatizálási Kutatóintézetének kutatóprofesszora, egyetemi tanár az irányításelmélet és szabályozástechnika terén elért, nemzetközileg is kiemelkedô kutatási eredményeiért, iskolateremtô tudományos és oktató munkásságáért vehette át a Széchenyidíjat 2004. március 15-i parlamenti ünnepségen.

132

A Magyar Köztársasági Érdemrend középkeresztje (polgári tagozata) kitüntetést adományozta GYULAI JÓZSEF akadémikusnak, Széchenyi-díjas fizikusnak, az MTA Mûszaki Fizikai és Anyagtudományi Kutatóintézet igazgatójának, tudományos és tudományszervezési tevékenységéért, a tudományos eredmények társadalmi–gazdasági hasznosításának területén végzett munkásságáért. Magyar Bálint oktatási miniszter az oktatás területén végzett kiemelkedô tevékenységük elismeréseként a Magyar Köztársasági Arany Érdemkereszt kitüntetést adományozta FRIED ERVINNÉ-nek, a Középiskolai Matematikai és Fizikai Lapok (KöMaL) kuratóriuma és a szerkesztôbizottsága tagjának és OLÁH VERÁ-nak, a MATFUND Középiskolai Matematikai és Fizikai Alapítvány képviselôjének. Mindketten hosszú ideig irányították, segítették és segítik a KöMaL tevékenységét.

Átadták a 2004. évi Akadémiai Ifjúsági Díjakat A Magyar Tudományos Akadémia fôtitkára által alapított díjat egyéni munkával elért tudományos és mûszaki eredménye jutalmaként 26 fiatal kutató nyerte el. A díjat, Kroó Norbert, az Akadémia fôtitkára egy ez alkalomra rendezett ünnepélyes fogadáson, a március 15-i ünnepségek keretében adta át – többek között – a fizika területén díjazottaknak: HAJSZÁN TIBOR, SZBK Biofizikai Intézet, KURDI GÁBOR, MTA–SZTE Lézerfizikai Kutatócsoport, KONIORCZYK MÁTYÁS, Szilárdtestfizikai- és Optikai Kutatóintézet, SIKLÉR FERENC, KFKI Részecske- és Magfizikai Kutatóintézet, RAJTA ISTVÁN, Atommagkutató Intézet, TAKÁCS BENCE, BME Fizikai Geodéziai és Geodinamikai Kutatócsoport.

Emléktáblát avattak Izsák Imre csillagász tiszteletére 2004. február 20-án Izsák Imre (1929–1965), a Zalaegerszegen 75 éve született csillagász évfordulójára emlékeztek a világhírû tudós tisztelôi. Izsák Imre egykori otthonának falán ebbôl az alkalomból emléktáblát avattak fel. Nevét egy kisbolygó is ôrzi. FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

A FIZIKA TANÍTÁSA

A VÉNUSZ ÁTVONULÁSA 2004. JÚNIUS 8-ÁN Szabó Sándor Magyar Csillagászati Egyesület

Nincs ma élô ember, aki látta volna a Vénusz átvonulását a Nap elôtt. Ez a nagyon ritka jelenség legutóbb 1882ben volt megfigyelhetô a Földrôl, és a távcsô 1610-es feltalálása óta 2004-ben adódik az elsô alkalom, amikor Európából az átvonulás teljes lefolyása látható. Bár nem hasonlítható egy teljes napfogyatkozás látványához, mégis szinte misztikus várakozás elôzi meg tudománytörténeti jelentôsége miatt. A 18. században a csillagászat egyik legfontosabb problémája volt a Föld–Nap távolság (amit még ma is Csillagászati Egységnek, CSE hívunk) megmérése, és Halley útmutatása alapján erre a legbiztosabb módszer a Vénusz-átvonulás megfigyelése volt a Föld lehetô legtávolabbi pontjairól. Az európai államok szinte pénzt nem kímélve indították expedícióikat a század két átvonulásának megfigyelésére, félretéve még a háborús ellentéteket is. Csaknem olyan jelentôségû ügy volt akkor ez, mint amikor ma egy ország 8–10 méteres teleszkópot épít, vagy Mars-szondát bocsát fel.

Miért van ez a furcsa ciklikusság? (Egy kis égi mechanika) A Föld keringési ideje TF = 365,256 nap, a Vénusz keringési ideje TV = 224,701 nap. A Vénusz a Földnél közelebb kering a Naphoz. Ha egy síkban keringenének, elég gyakran láthatnánk Vénusz-átvonulást. Jelöljük t -vel a két együttállás között eltelt idôt. Legközelebb akkor állnak majd együtt, amikor a gyorsabban keringô Vénusz éppen egy fordulattal tesz meg többet, mint a Föld, azaz t TV

t = 1, TF

s ebbôl t =

TF TV = 583,92 nap. TF TV

A két bolygó azonban nem egy síkban kering, a Vénusz pályasíkja a Földével 3,39° szöget zár be. A két bolygó pályasíkjának metszéspontjait csomópontoknak hívják. Ezek minden évben június és december elején látszanak a Nap irányában. Ekkor legtöbbször a Vénusz messze jár innen, így a Földrôl nézve ritkán halad el a csupán 0,5° alatt látszó átmérôjû napkorong elôtt. Hol „fölötte”, hol pedig „alatta” vonul el kicsivel. A Vénusz tehát csak akkor takarhatja el a Nap korongját, ha az együttállás éppen a csomópontokban következik be. Tegyük fel, hogy ez egy adott pillanatban beköA FIZIKA TANÍTÁSA

vetkezett. Kérdés, mennyi idô múlva következik be ismét? Szorítkozzunk egyelôre csak a „júniusi” csomópontra. Nyilvánvaló, hogy a Földnek is, és a Vénusznak is egész számszor kell megkerülnie a Napot, hogy ugyanabba a „júniusi” csomópontba ismét egyszerre érjenek. Jelöljük F -fel, illetve V -vel azt az egész számot, ahányszor a Föld, illetve a Vénusz körbemegy az új találkozásig. Nyilván F TF = V TV, amibôl TF /TV = V /F adódik. Azaz, a Vénusz és a Föld keringési idôinek aránya racionális szám (két egész szám hányadosa) kell, hogy legyen. A fent megadott pontosságig ez csak a 365 256/224 701 „racionális” szám lehet, hiszen 365 256 és 224 701 relatív prímszámok. Azt jelenti ez, hogy csak 224 701 évenként lehet Vénusz-átvonulást megfigyelni? Nyilvánvalóan nem, hiszen számításunk csak arra vonatkozik, amikor a három égitest pontosan ugyanúgy áll (legalábbis a keringési idôk fent megadott pontosságáig). Mivel azonban a Nap korongja nem pontszerû, ezért nem feltétlenül szükséges, hogy a három égitest egészen pontosan ugyanúgy helyezkedjen el. Elegendô, ha |F TF − V TV| < T0, ahol T0 olyan idôtartamot jelent, amekkorával a Vénusz „siethet”, illetve késhet ahhoz, hogy még a kiterjedt napkorong elôtt láthassuk. Ezt a Nap látószöge, a Vénusz-pálya földpályához viszonyított hajlásszöge és a keringési idôk ismeretében határozhatjuk meg, és eredményül körülbelül 1 napot kapunk. A következô táblázat mutatja, hogy melyek azok a legkisebb F és V értékek, amelyekre ez teljesül: F (év)

V (év)

F TF − V TV (nap)

8

13

0,935

235

382

−0,622

243

395

0,313

Vegyük észre, hogy 243 − 235 = 8, tehát igazából elég a 243 és a 235 évekkel számolnunk. Hasonló periodicitás van természetesen a „decemberi” átvonulásokra is. Ezek azonban „félidôben” következnek be (243/2 = 121,5), ezért két átvonulás között rendre 8 – 121,5 – 8 – 105,5 év telik el. Az egyik leghíresebb – és tudománytörténetileg is legfontosabb – Vénusz-átvonulás 1761 júniusában volt, a következô júniusi átvonulás pedig 1761 + 8 = 1769-ben. Az ezeket követô júniusi átvonulások tehát 1769 + 235 = 2004-ben, illetve 1769 + 243 = 2012-ben várhatók. A decemberi átvonulások: 1874 december = 1769 június + 105,5 év, illetve 1882 december = 1874 december + 8 év. Ugyancsak decemberi átvonulás várható 2117-ben és 2125-ben is. A Vénusz-átvonulásoknak is megvan tehát a maguk Szárosz-ciklusa, amely 243 évenként ismétlôdô átvonulásból és több ezer évig tartó sorozatokból áll. 133

Nap

Vénusz

Föld

1. ábra. A Föld és a Vénusz pályája a Nap körül

Mivel az F TF − V TV mennyiség nem 0, ezért a Föld tengely körüli forgása miatt az egymást követô Vénuszátvonulások a Föld más és más helyén láthatók. Külön szerencse, hogy a mostani átvonulás Európából lesz jól megfigyelhetô. Hasonló eseményre évszázadokig nem számíthatunk.

Az átvonulások megfigyelésének története 1631. december 7. Bár elvileg szabad szemmel is látszik a Vénusz a napkorong elôtt, az elmúlt évezredekbôl még nem került elô olyan adat, hogy bárki véletlenül tanúja lett volna az átvonulásnak. Igaz, hogy még senki nem nézte át a kínai napfoltmegfigyeléseket ilyen célzattal. Kepler a Rudolf-táblái alapján 1627-ben elôre jelezte a Vénusz 1631-es átvonulását a leszálló csomópontnál, de ô sajnos 1630-ban meghalt. Gassendi 1631 novemberében elsônként megfigyelte a Merkúr átvonulását, de december 7-én Párizsból hiába próbálkozott, nem láthatta. Magyarországról még látszott volna az utolsó kontaktus a kelô Napon. Kepler azt is elôre jelezte, hogy a következô körülbelül 120 év múlva lesz. A nyolc évvel késôbbit elmulasztotta. 1639. december 4. Egy 20 éves fiatalember, Jeremiah Horrocks, akit az angol csillagászat elsô nagy alakjának tekintenek, Kepler elmélete alapján 1639 novemberében jutott arra az eredményre, hogy nem kell 120 évet várni, mint azt Kepler hitte. Másfél hüvelykes távcsövével a Nap képét egy 15 cm-es körre vetítette ki. Egész nap távcsöve mellett ült, de félbe kellett szakítania a megfigyelést, mivel lelkész volt, és az átvonulás napja vasárnapra esett. Mire délután 3 után visszatért a távcsövéhez, a Vénusz már a Nap elôtt volt. Napnyugtáig már csak fél óra volt vissza. Megfigyeléseibôl kiszámította a Föld parallaxisát arra a téves elképzelésre alapozva, hogy minden bolygó a Napból nézve egyforma szög alatt látszik. Horrocks 22 évesen meghalt. 1761. június 6. Edmond Halley 1677-ben Szent Ilona szigetérôl megfigyelte a Merkúr átvonulását. Ennek hatására ötlött eszébe, hogy ha a Föld különbözô pontjairól figyeljük meg a jelenséget, a Merkúr más-más húr mentén mozog. Pontosan megfigyelve a kontaktusokat, ismerve a Föld átmérôjét és a bolygópályák arányait, meghatározhatjuk a Föld parallaxisát (azaz, hogy a Föld sugara milyen szög alatt látszik a Nap középpontjából nézve), így a teljes Naprendszer távolságait megismerjük. Száz évvel késôbb már csillagparallaxis-mérés kísérletek is voltak, így a teljes Univerzum távolságai megismerhetôek lennének, mindössze a Föld–Nap távolságot, az 1 CSE értékét kellene pontosan ismerni. Mivel a Vénusz sokkal közelebb van, és nagyobb parallaxis mentén látszik a Föld különbözô tájairól, sokkal jobb jelölt a méréshez, mint a Merkúr. Bár 1761-ben az angolok és franciák között dúló hétéves háború befolyásolta a tervezett expedíciókat, mégis sikeres megfigyelést hajtott végre Charles Mason és Jeremiah Dixon Dél-Afrikából, William Wales Kanadából, Jean-Baptise Chappe d’Autriche Szibériából és Alexandre-Gui Pingré Madagaszkárról. Guillaume le Gentil a háborúskodás miatt Mauritius és India között a hajóról látta a jelenséget, de pontos idômérést nem tudott végezni. (Ezért elhatározta hogy vár 8 évet a következôre, akkor viszont teljesen borult volt egész nap, annak ellenére, hogy a tél Indiában általában derült. Szerencsétlenségére, mire visszatért Franciaországba, halottnak nyilvánították, és vagyonát felosztották.) A háború és az idôjárás mellett két váratlan jelenség is befolyásolta a megfogyatkozott expedíciók megfigyelését: a Vénusz korongja elmosódott volt, belépéskor fényes auróra („glória”) vette körül (ezt késôbb a Vénusz légkörével azonosították), ráadásul a két korong a belsô érin-

134

tés idején nem vált el egymástól, és egy sötét híd kötötte össze ôket. Ezt ma „feketecsepp”-jelenségként ismerjük. A megfigyelôk nagyon lassan publikálták eredményeiket, így a következô, 1769-es expedíciók nem tudtak kellôen felkészülni. Összességében csalódást keltettek az eredmények, mert nem sikerült kellô pontossággal meghatározni a kontaktusokat. A jelenséget észlelte Bécsbôl Hell Miksa, Nagyszombatból Weiss Ferenc és Sajnovics János. Hell 1764-ben részletes beszámolót jelentetett meg a bécsi csillagászati évkönyvében. Ennek hatására hívta meg ôt a dán király a következô ilyen jelenség megfigyelésére. 1769. június 3–4. Sokkal több expedíció indult világ körüli útra, hiszen ez az átvonulás a Csendes-óceán térségébôl volt megfigyelhetô, illetve – június lévén – Európából a sarkkörön túlról, ahol ilyenkor mindig látható a Nap. Ezt használta ki Hell Miksa Vardo-szigetén, melyrôl a Magyar Csillagászati Egyesület (MCSE) kiadványaiban már sokat olvashattunk [1]. Ebben az évben történt James Cook híres útja is, amikor az átvonulást a frissen felfedezett Tahiti szigetérôl figyelte meg. Az út során fedezték fel Új-Zélandot és Ausztráliát. Errôl az útról nemrég jelent meg egy izgalmas könyv [2]. A kontaktusokra vonatkozóan pár sort idézünk (103. o.): „A csillagászok abban a pillanatban tudták, hogy valami nincs rendjén, amikor a Vénusz sziluettje elôször megérintette a Nap korongját. Nem tudtak egyetérteni az elsô érintkezés idejében, mint ahogy arról is vitáztak, mikor szakadt meg a kontaktus a napkorong peremével, vagyis mikor lépett be teljesen a bolygó a napkorong képébe. … pontosan kivehetôen láttunk egy homályos légköri árnyékot a bolygótest körül, mely nagyon zavarta az érintkezések, különösen a belsô kontaktusok idejének megállapítását. Dr. Solandre, Green úr és jómagam is mértük az idôket, de az eredmények a vártnál nagyobb eltérést mutattak.” Viszont Hell írásából azt látjuk, hogy a belsô érintések idejét néhány másodperc pontossággal tudták mérni. Igaz Lappföldön nyáron is hideg volt, Tahitin viszont közel 40 fok. 1874. december 9. A 18. század két Vénusz-átvonulása után a következôre 105 évet kellett várni. Közben nagyon sokat fejlôdött a csillagászat, és az átvonulás már nem volt olyan rendkívüli fontosságú. Ennek ellenére expedíciók tucatjai keltek útra a Távol-Keletre (fôképp Japánba, Kínába, Tasmániába, Új-Zélandra) megfigyelni az eseményt. Mivel a 19. században a két átvonulás a téli napforduló környékére esett, a déli félgömb volt kedvezôbb helyzetben. Már ekkor is sok fotó készült, de a megfigyelôk a fotózás ellenére sem tudták kellô pontossággal észlelni a kontaktusokat. Ismét zavaró volt a feketecsepp-jelenség, a Vénusz-légkör jelenségei és a napperem sötétedése. Magyarország keleti határán (Erdélyben) a kilépésre esett a napkelte. Ezért Ógyalláról Konkoly Thege Miklós és Nagy Tamás, Budapestrôl Schenzl Guidó lerándult Kolozsvárra. Napkeltekor a Vénusz már beharapva látszott a Nap karimájába, így az utolsó kontaktust vizuálisan tudták nyomon követni. Weinek László a német expedíciónak volt ugyanekkor tagja, a Kerguelen-szigetekrôl végezték a megfigyelést. 1882. december 6. A legutóbbi Vénusz-átvonulás elsô kontaktusát még Magyarországról is meg lehetett figyelni, azonban teljes egészében csak Amerikából volt látható. Ekkor már több mint 1700 lemezre készült fotográfia. Magyarországi megfigyelésrôl a rossz idôjárás miatt nincs tudomásunk, de Drezdában látta Weinek László.

A 2004 évi Vénusz-átvonulás megfigyelése 2004. június 8. Idén a Vénusz útja a Nap elôtt 6 órán át tart a belépéstôl, mikor a Vénusz sötét korongja megjelenik a Nap keleti peremén, a kilépésig, mikor a másik oldalon elhagyja azt. A jelenség legérdekesebb része a Vénusz belépése és kilépése, mert ekkor különös fényjelenségeket figyelhetünk meg. A Vénusz kontaktusai a peremnél közel 20 percig tartanak. A Vénusz a Nap déli részén halad át, átmérôje 58 ívmásodperc, a Napé 1890", arányuk 1:32,6. A Vénusz majdnem egy ívperces korongja mindössze 0,001 magnitúdós fénycsökkenést fog okozni.

A megfigyelés végzése Bár elvileg szabad szemmel is látszik a Vénusz apró korongja a Nap elôtt, értékelhetô megfigyeléshez távcsöFIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

III. kont.

II. kont. északi pólus iránya

I. kont.

IV. kont. Nap forgási pólusa (É)

ekliptika

7h Vénu sz útj a

9h 11 h

13 h

2. ábra. Az átvonulás folyamata, a be- és kilépés pozíciója kinagyítva

vet kell használnunk. Nagyon fontos a megfelelô szûrôk használata az átvonulás megfigyelésekor. Az 1999-es napfogyatkozásra vásárolt fogyatkozásnézô szemüvegek ismét alkalmasak a szabadszemes megfigyelésre, de távcsôbe való bepillantáshoz megfelelôen gôzölt üvegvagy fóliaszûrôt használjunk. Ezek hiányában a távcsô képét egy fehér lapra vetíthetjük ki. A lapot tegyük az okulár mögé körülbelül 20–30 cm-re, és az okulárt mozgassuk kifelé, amíg éles nem lesz a kép. Így sokkal több érdeklôdônek mutathatjuk be az átvonulást. Bemutatásokkor is hívjuk fel az érdeklôdôk figyelmét a Nap közvetlen megfigyelésének veszélyére – ezt nem lehet elégszer hangsúlyozni.

Megfigyelési területek A kontaktusok vizuális megfigyelése, pontos idômérés A négy kontaktus megfigyelése alapvetô fontosságú. Az Európai Déli Obszervatórium (www.vt-2004.org/ observations/) oldalain összegyûjtik a világ minden részérôl a gondosan végzett kontaktusidôpontokat, és újra meghatározzák a Csillagászati Egységet. Ebbôl érdekes következtetéseket tudunk levonni a 18. és 19. századi megfigyelések pontosságára. Ez a legfontosabb teendô a Vénusz átvonulása során, hiszen nagyszámú idôpont átlagolásával nagyon pontos pozíciókat tudunk nyerni. A pontos földrajzi koordináták mellett (GPS, „katonai” térképek, vagy www.heavens-above.com) legalább 1 másodperc pontosságú idôadatokra is szükségünk van. DCF (rádió vezérelt ébresztôóra) óránkat indítsuk újra a jelenség reggelén, vagy a Kossuth rádió középhullámú adásának „pontos idô” jeléhez igazítsuk az óránkat. (URH, teletext, tv és egyéb adások nem elég pontosak.) A kontaktusok idôpontjai Budapestre, a nyári idôszámítás szerint: I. kontaktus 7:19:45 II. kontaktus 7:39:31 III. kontaktus 13:03:39 IV. kontaktus 13:23:07 Itt is, mint tavaly a sikeres Merkúr-átvonuláskor, négy fô kontaktus figyelhetô meg: I. A Vénusz-korong kívülrôl érinti a napperemet. Az elôre jelzett idôpontban a reggeli – légköri hatások miatt – „hullámzó” napperem egyik hulláma stabil marad, és A FIZIKA TANÍTÁSA

lassan elkezd öblösödni. Ekkor már megtörtént a belépés, jellemzôen 10–15 másodperccel az elôre jelzett idôpont után. Régi megfigyelések alapján várhatjuk a vastag Vénusz-légkör megpillantását, amint a fényelhajlás miatt „világít” a sötét égi háttér elôtt. II. A Vénusz belülrôl érinti a napperemet, vagyis a teljes Vénusz-korong megjelenik a Nap elôtt. A feketecsepp-jelenség miatt várható, hogy egy sötét híd köti össze a két égitestet, mintha a napperem nem akarná elengedni a bolygót. A kontaktus idôpontja az, amikor a két égitest alakjából arra következtetünk, hogy éppen érinti egymást a két körív, de jegyezzük fel a feketecsepp láthatóságát és idejét is. III. A Vénusz átvonult a Nap elôtt és belülrôl érinti a peremet. Ugyanaz, mint a II. kontaktus, csak visszafelé. A peremhez közeledve a Nap már magasabban lesz, talán a légköri hullámzás is kisebb lesz. Érdemes a kilépés elôtt a távcsövet legalább fél órán át árnyékban tartani, hogy ne forrósodjon túl. IV. A Vénusz korongja teljesen elhagyja a Napot, a két korong kívülrôl érintkezik egymással. A Vénusz légköre ekkor is változatos jelenségeket fog produkálni. A megfigyelések végzéséhez a következôkre van szükség: • A megfigyelés földrajzi koordinátái: ennek meghatározása elegendô egy ívperces pontossággal (1,85 km), s amelyeket GPS-készülékkel mérhetünk ki, topográfiai térképrôl olvashatunk le, vagy letölthetünk a www.heavens-above.com oldalról. • Másodperc pontosságú idômérés: ezt stopperrel, diktafonnal, vagy idôjeleket sugárzó rádióval (DCF 77) tehetjük meg, vagy óránkat állítsuk a (középhullámú) Kossuth rádió pontosidôjeléhez. A tv, teletext stb. pontosidôjelzését ne használjuk. • Írjuk le a kontaktusok megfigyelésének körülményeit: például használt mûszer, nagyítás. Vizuális, fotografikus vagy kivetítéses módszerrel észleltünk-e, valamint a topográfiai koordináták és idôjelek forrását. Legjobb diktafonra mondani vagy egy írnok segítségével feljegyezni minden adatot, jelenséget, amit látunk. • A fotók készítésének idejét is másodperc pontossággal jegyezzük fel. Bár legutóbb, 1882-ben készültek fotók, az akkori és a mai technika összehasonlíthatatlan. • Borult idô esetére elôre tervezzük meg a „átszervezési útvonalat”, hiszen június az „európai monszun” ideje, s lehet hogy külföldre is el kell utaznunk a jelenségért. „Esônap” (mikor az átvonulás teljes egészében látszik Magyarországról) 2247-ben lesz! A kontaktusok körüli fényjelenségek leírása Bár a kontaktusok 20 percig tartanak, és van idô a szemlélôdésre, használjunk diktafont, vagy egy társunk legyen az írnok. Jegyezzük fel az idôpontokat, a légkör állapotát, mûszer adatait (átmérô, fókusz, okulár típusa, nagyítás, fénycsökkentés módszere). A körülmények leírása mellett a látottakat minél részletesebben jegyezzük fel: • Látható-e a Vénusz az elsô kontaktus elôtt? Régi megfigyelések alapján a belépés elôtt akár fél órával már látható volt a Vénusz-gyûrû, azaz a sûrû légkör fénytörése. 135

táblázat Részletes adatok Magyarország néhány városára város Budapest Debrecen Miskolc Nagykanizsa Nyíregyháza Pécs Sopron Szeged Szolnok Tata

hosszúság–szélesség +19°05,0’ +21°37,0’ +20°47,0’ +17°00,0’ +21°43,0’ +18°14,0’ +16°34,0’ +20°09,0’ +20°11,0’ +18°20,0’

+47°30,0’ +47°32,0’ +48°06,0’ +46°28,0’ +47°57,0’ +46°05,0’ +47°41,0’ +46°15,0’ +47°11,0’ +47°38,0’

I. kontaktus

II. kontaktus

jelenség közepe

III. kontaktus

IV. kontaktus

idô

PA

Alt

idô

PA

idô

táv.

PA

Alt

idô

PA

Idô

PA

Alt

7:19:45 7:19:41 7:19:41 7:19:51 7:19:40 7:19:50 7:19:49 7:19:47 7:19:44 7:19:46

118° 118° 118° 118° 118° 118° 118° 118° 118° 118°

23° 24° 24° 21° 25° 22° 21° 23° 23° 22°

7:39:31 7:39:26 7:39:27 7:39:38 7:39:25 7:39:36 7:39:36 7:39:32 7:39:30 7:39:33

121° 121° 121° 121° 121° 121° 121° 121° 121° 121°

10:22:14 10:22:05 10:22:06 10:22:26 10:22:03 10:22:23 10:22:21 10:22:16 10:22:12 10:22:16

638,5" 638,3" 638,5" 638,5" 638,4" 638,2" 638,9" 638,1" 638,3" 638,7"

167° 167° 167° 167° 167° 167° 167° 167° 167° 167°

53° 54° 53° 52° 54° 53° 51° 54° 54° 52°

13:03:39 13:03:32 13:03:31 13:03:52 13:03:29 13:03:50 13:03:46 13:03:43 13:03:38 13:03:41

212° 212° 212° 212° 212° 213° 212° 213° 212° 212°

13:23:07 13:22:59 13:22:59 13:23:18 13:22:56 13:23:16 13:23:14 13:23:09 13:23:05 13:23:08

216° 216° 216° 216° 216° 216° 216° 216° 216° 216°

64° 63° 63° 66° 63° 66° 65° 65° 64° 64°

A Nap sugara 945,4". A Vénusz sugara (70 km-es felhômagasság alapján) 29,2". deltaT = 64,2 s

• Mennyire hullámzik a Nap pereme, mikor pillantottuk meg elôször a Vénusz sziluettjét? Mivel az elsô kontaktus láthatatlan (lehet, hogy a Vénusz-légkör kontúrja látszani fog?), becsüljük meg, hány másodperccel korábban lehetett a valódi elsô kontaktus? Mekkora a reakcióidônk? • Belépés idején mikor van fél-Vénusz (azaz a Vénusz-korong félbevágva a napperemmel)? • Mennyire látszik ekkor a Vénusz-légkör? • A feketecsepp-jelenség mikor, meddig, hogyan látszik? Mennyire befolyásolja a II. és III. kontaktus idôpontjának pontosságát? • Milyen a Vénusz-korong látványa a Nap felszíne elôtt az átvonulás folyamán? Video-, webcam-megfigyelések Mivel a legutóbbi átvonuláskor a fotográfia még gyerekcipôben járt, most mindenki kísérletezhet, hogy kontaktusmérésekre, a látvány megörökítésére mennyire lehet használni a mozgóképes rögzítést. Alapvetô fontosságú az idôjelek rögzítése, hiszen ezek nélkül képfolyamunk csak esztétikailag lesz értékelhetô. Fotografikus megfigyelések hagyományos és digitális kamerákkal A fényjelenségek megörökítése ezekkel az eszközökkel a legbiztosabb. Primer fókuszban fotózva 2000 mm körüli fókusznál a Nap korongja majdnem kitölti a látómezôt. Részletek megörökítéséhez használjunk okulárkivetítést. A helyes expozíció megtalálásához célszerû próbasorozatot készíteni legkésôbb május folyamán. Az expozíciós idô függ a légkörtôl is, nem árt az átvonulás folyamán is többféle zársebességet alkalmazni. Digitális fényképezôgéppel nagyon könnyû a dolgunk, hiszen vizuálisan az okulárba tekintve be tudjuk állítani az élességet, középre állítjuk a Vénuszt, majd a kamera lencséjét az okulár elé tartva csak exponálnunk kell. A fényképezôt állítsuk végtelenre, és nem árt kikapcsolni az automata zársebességet sem, hiszen manuálisan sokkal finomabban lehet a fénygyûjtést szabályozni. A kézben tartott digitális gépnél jobb, ha azt adapterrel rög136

zítjük a távcsôhöz, hiszen akkor a bemozdulás valószínûsége csekély. Nagy szemlencséjû (15–25 mm) okulárt használjunk, és szükség szerint állítsuk a gép zoomját magasabbra, hogy a kép széle ne vignettálódjon. A digitális fényképezô lencséjét a lehetô legközelebb kell tenni az okulárhoz. A Vénusz korongjának szabadszemes láthatósága Nagy dilemma, hogy látszik-e a bolygó sötét sziluettje a Nap fényes korongja elôtt? A megfigyeléshez az 1999-es napfogyatkozáshoz vásárolt fogyatkozás-szemüvegek megfelelôek. Mivel az 1 ívperces korong az elméleti szabadszemes felbontás határán van, nehéz a válasz. Bár valószínûleg itt is sok minden függ a körülményektôl, hiszen más egy 1’-es kettôscsillag felbonthatósága és más a ragyogó napfelszín elôtti sötét korong.

A megfigyelések haszna A Vénusz-átvonulás megfigyelésének ma már nincs tudományos jelentôsége, hacsak nem az, hogy jobban megértsük elôdeink által látottakat. Azonban az ESO (European Southern Observatory) külön kampányt indít a megfigyelések végzésére és összegyûjtésére, melyhez az MCSE is csatlakozott: www.eso.org/outreach/eduoff/edu-prog/vt2004/ A Föld felszínén nagyjából 7 percnyi különbség lesz a kontaktusok között, de ez már Európában is eléri az 1 percet. Az ESO kutatói a beérkezett adatokból szeretnék ismét meghatározni a Nap parallaxisát. Bár a Föld–Nap távolságot ma már néhány száz méter pontossággal ismerjük, érdekes összehasonlításra lesz alkalmunk. Végezetül – segítségképpen a megfigyelésekhez – táblázat ban közlünk néhány adatot Magyarország néhány városára. Irodalom 1. CSABA GYÖRGY GÁBOR: A csillagász Hell Miksa írásaiból – MCSE 1997 KESZTHELYI SÁNDOR: Egy régi okkultációs megfigyelés – Meteor 1991/7–8 38–42; Hell és az ifjabb Littrow – Meteor 1992/9 43–46; Régi és mai csillagászati expedíciók – Meteor 1991/1 40–43 2. PETER AUGHTON: Cook kapitány – General Press kiadó

FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

FELHÍVÁS A VÉNUSZ-ÁTVONULÁS MEGFIGYELÉSÉRE Kedves Fizikatanár Kollégák, Diákok! A természettudományok népszerûsége hazánkban, de az egész világon is egyre csökken. Ennek a megállítására több kezdeményezés is történt az elmúlt években. Idén egy ritka csillagászati jelenség ad alkalmat arra, hogy a középiskolás tanulók érdeklôdését felkeltsük a természettudományok iránt. Ez év június 8-án Európából jól megfigyelhetô lesz a Vénusz átvonulása a napkorong elôtt. A jelenséget legközelebb 2247-ben (!) figyelhetjük meg hazánkból. A Sulinet Fizika rovata (www.sulinet.hu) és a Magyar Csillagászati Egyesület (www.mcse.hu) szakmai együttmûködésben, csatlakozva a Vénusz-átvonulás megfigyelésének európai mozgalmához – amelyet az Európai Déli Obszervatórium (ESO) oktatási ügyosztálya, valamint az Európai Csillagászatoktatási Egyesület (EAAE), a Párizsi Obszervatórium (OBSPM) és a Cseh Tudományos Akadémia Csillagászati Intézete (AsU) szervez – közös projektet indít, amelyben felhívja a hazai fizikatanárokat a Vénuszátvonulás megfigyelésére. A projekt fôvédnöke Kroó Norbert, a Magyar Tudományos Akadémia fôtitkára. A projekt célja, hogy minél több hazai iskola bekapcsolódjon az interneten közzétett, meghirdetett oktatást, tanulást segítô feladatok elvégzésébe. Módszertani célok: • a differenciális oktatás érvényesítése, • a kooperációs munka alkalmazása, • az interdiszciplinaritás érvényesítése (csillagászat, fizika, informatika, történelem stb.), • a diákok felkészítése az önálló munkára, tanulásra, adaptációra, az internetes kommunikáció elmélyítése, az eredmények összehasonlítása, megvitatása, • következtetések levonása. A projekt a következô jellemzôket tartalmazza: • gyakorlati feladat – távcsöves észlelés, megfigyelés, poszterkészítés, rajzkészítés • esztétikai élmény átélésére irányuló feladat (cikk írása, beszámoló készítése, tv-interjú, visszacsatolás) • problémamegoldás (az észlelési helyre való bejelentkezés, tanulmányi kirándulás szervezése az iskoláshoz legközelebb esô csillagvizsgálóba) • szaktárgyi tudás elsajátítása, elmélyítése, új információkkal való kibôvítése (kvízkérdések, keresztrejtvény) Projekttervünk: A projekttel kapcsolatban az alábbi oktatást, tanulást segítô feladatokat kívánjuk megvalósítani (lásd alább a pályázati felhívásokat): • Otthonunk a Naprendszer címmel rajzversenyt hirdetünk az általános iskolások részére. • Vénusz útja a Nap elôtt címmel poszterkészítô versenyt hirdetünk az általános és középiskolás diákok részére. A FIZIKA TANÍTÁSA

A beérkezô pályázatokat a TIT Budapesti Planetáriumban (www.planetarium.hu) állítjuk ki. A beérkezett pályamunkákat június 7-én 10 órától lehet megtekinteni. A pályázatok díjazására ünnepélyesen, június 7-én 12 órakor kerül sor a TIT Budapesti Planetáriumban (www.planetarium.hu). Az ünnepélyes díjátadás elôtt a diákok számára 10–12 óra között tudományos ismeretterjesztô elôadások hallhatóak. A tervezett elôadások címe és ideje rövidesen megtudható. A díjakat Kroó Norbert adja át. A díjátadás után sajtótájékoztatót tervezünk. A projekt ideje alatt a diákok az interneten révén online kvízkérdésekre válaszolhatnak. Ezenkívül letölthetô lesz még módszertani segédanyag (pl. keresztrejtvény) is, amelyet a kooperatív diákok kis csoportokban tölthetnek ki. A fôeseményre, a megfigyelésre június 8-án kerül sor. Az esemény kapcsán az országban az elôzetesen regisztrált csoportoknak (diákoknak, tanároknak) több helyen biztosítunk bemutatóhelyeket (távcsöves megfigyelés céljából) a megfigyelés napján. Az eseményt egyes helyszínek az interneten élôben is közzéteszik. A megfigyelésben résztvevô csoportok élményeit, tapasztalatait az érdekeltek számára összesítjük. Az eseménnyel kapcsolatos hírek a Sulinet weboldalán folyamatosan követhetôk lesznek. Reméljük, így sok diák és tanár kapcsolatot teremthet egymással, beszélgethet a fizikáról, csillagászatról, kommunikálhat egymással egy konkrét téma kapcsán. Hogyan lehet részt venni a projektben? A megfigyelésbe való bekapcsolódás céljából ki kell tölteni a regisztrációs lapot. A regisztrációs lap május 3-tól érhetô el a http://venuszatvonulas.csillagaszat.hu/ címen. A kitöltés után a résztvevô, regisztrált iskola azonosítót és jelszót kap, amelynek segítségével a megfigyelés utáni tapasztalatait közzéteheti, rögzítheti, mások számára is elérhetôvé teheti. Kik vehetnek részt? Osztályok, szakköri csoportok, diákcsoportok, akik valamilyen alsó-, közép- vagy felsôfokú oktatási intézménynek diákjai, osztályközösségek tagjai. (A megfigyelési eseményekben tanári felügyelet nélkül nem lehet részt venni.) A projekttel kapcsolatos webcímek: http://venuszatvonulas.csillagaszat.hu/, www.sulinet.hu A szervezôbizottság tagjai: Jarosievitz Beáta, Zsigó Zsolt (Sulinet Fizika rovat), Mizser Attila, Nyerges Gyula, Tepliczky István (Magyar Csillagászati Egyesület), Härtlein Károly (BME és Eötvös Loránd Fizikai Társulat). Szakmai támogatók névsora: Ady Endre Fôvárosi Gyakorló Kollégium (www.ady-kozgazd.sulinet.hu), Budapesti Mûszaki és Gazdaságtudományi Egyetem (www.bme.hu), 137

Csodák Palotája (www.csodapalota.hu), Eötvös Loránd Fizikai Társulat Középiskolai Oktatási Szakcsoportja (www.kfki.hu/elft/), Fizikai Szemle (www.kfki.hu/ fszemle/index.html), Magyar Csillagászati Egyesület (www.mcse.hu), Magyar Tudományos Akadémia (www.mta.hu), Sulinet Fizika rovata (www.sulinet.hu), TIT Budapesti Planetárium (www.planetarium.hu)

Rajzpályázati felhívás A Sulinet Fizika rovata (www.sulinet.hu) a Magyar Csillagászati Egyesülettel (www.mcse.hu) szakmai együttmûködésben Otthonunk a Naprendszer címmel, 2004-ben elsô alkalommal országos rajzversenypályázatot hirdet. A pályázat célja, hogy az általános iskolás diákok szemével mutassa be a Naprendszert, hogyan képzeli el a bolygókat és más égitesteket, a jövô ûrhajóit, ûrszondáit. Pályázók: Ebbôl az alkalomból a pályázatot általános iskolás diákok, számára hirdetjük. Korhatár: 6–13 év. Formai követelmény: pályázni keretezetlen 21 × 30 cmes (A4-es méretû) rajzzal (festménnyel, montázzsal, számítógépes grafikával stb.) lehet. A rajzok jobb alsó sarkában a készítôk nevét, iskoláját fel kell tüntetni.

Poszterpályázati felhívás A Sulinet Fizika rovata (www.sulinet.hu) a Magyar Csillagászati Egyesülettel (www.mcse.hu) szakmai együttmûködésben a Vénusz útja a Nap elôtt címmel, 2004-ben elsô alkalommal országos poszterpályázatot hirdet. A pályázat célja, hogy a diákok szemével mutassa be a Vénusz bolygót és az átvonulás jelentôségét, a tudománytörténetben. Javasolt témakörök: csillagászati expedíciók • csillagászati távolságmérés • a Naprendszer felfedezése • a Vénusz bolygó. Pályázók: Ebbôl az alkalomból a pályázatot a középiskolás tanulók, tanulócsoportok, osztályok számára hirdetjük. Pályázni lehet az általunk megjelölt témakörökhöz kapcsolódó pályamûvekkel. Korhatár: 13–18 év.

Magyar siker „A Fizika Színre Lép” címû nemzetközi kiállításon Az Európai Unió a „Tudomány Hete” keretében 2003-ban harmadszor rendezte meg A fizika színre lép (Physics on Stage) címû nemzetközi kiállítást és vásárt a hollandiai Nordwijkban 22 ország részvételével. A konferenciafelhíváshoz csatlakozott a CERN, az Európai Ûrkutatási Ügynökség (ESA) és az Európai Déli Obszervatórium (ESO). Nagy örömünkre a kiutazó magyar delegáció az idén is szép sikereket ért el, egyik tagja, HÄRTLEIN KÁROLY egyéni díjat (Individual Awards ) kapott, melyhez gratulálunk. Az eddigi három Physics on Stage konferenciáról készített összefoglaló anyag a következô webcímeken tekinthetô meg: 1) www.ady-kozgazd.sulinet.hu/ady/ujhtm/physics.htm 138

Formai követelmény: pályázni keretezetlen maximum 100 × 70 cm-es poszterrel lehet. A poszteren a készítôk nevét, iskoláját, a felhasznált forrást (könyvet, webcímet) fel kell tüntetni.

A pályázatok közös követelményei A pályázatok beérkezési határideje: 2004. június 1. (kedd, 15 óra) A beküldés módja: A pályázatokat postán vagy személyesen az alábbi címre kérjük eljuttatni, a borítékra vagy csomagolásra kérjük felírni: „VÉNUSZ”: Postacím: Educatio Társadalmi Szolgáltató Kht., Sulinet Programiroda, 1538 Budapest, Pf. 496. Személyes eljuttatás esetén: 1084 Budapest, Üllôi út 82. A beérkezô pályázatokat a TIT Budapesti Planetáriumban (www.planetarium.hu) állítjuk ki. A beérkezett pályamunkákat június 7-én 10 órától lehet megtekinteni. A pályázatok díjazására ünnepélyesen, június 7-én 12 órakor kerül sor a TIT Budapesti Planetáriumban (www.planetarium.hu). Díjak: távcsô, webkamera, belépôk, érdekes makettek, csillaggömb, memoriterjáték, csillagászati CD-k, könyvek. A beérkezett pályamunkák jellegétôl függôen további értékes különdíjak kerülnek átadásra. A díjakat a Magyar Csillagászati Egyesület (www.mcse.hu), a Csodák Palotája (www.csodapalota.hu) és a Játék Stúdió Kft. (www.jatek-makett.hu) ajánlotta fel. A pályázat formai követelményeinek nem megfelelô vagy sérülten beérkezô pályamunkák nem kerülnek elbírálásra! A kiíró a beérkezô pályamûveket az elvárható maximális gondossággal kezeli, azonban semmiféle felelôsséget nem vállal a postai kézbesítés során vagy egyéb körülmények között bekövetkezô esetleges sérülésért, vagy elvesztéséért. Minden beküldött pályázati anyag a továbbiakban a kiíró tulajdonát képezi, a szerzôi jogok tiszteletben tartása mellett. Sem a kiállított, sem a kiállításra nem kerülô anyagok visszaküldésére nincs lehetôségünk. A témában felmerülô kérdésekre további információt adnak e-postán a szervezôk: [email protected] A szervezôk

2) www.ady-kozgazd.sulinet.hu/2002ev/pos2/pos1.htm 3) www.ady-kozgazd.sulinet.hu/pos3/index1.htm ✧ Az ELFT Általános Iskolai Szakcsoportja 28. Országos Általános Iskolai Fizikatanári Ankét és Eszközkiállítására 2004. június 21–25. között Karcagon kerül sor. Utólagos jelentkezéseket a Társulatnál még elfogadnak. ✧ A 2004. április 3–7. között megrendezett 47. Országos Középiskolai Fizikatanári Ankét és Eszközkiállítás összegyûjtött anyaga a következô webcímen érhetô el: www.ady-kozgazd.sulinet.hu/anket2004/anket2004.htm ✧ (Köszönetet mondunk Jarosievitz Beátának a híranyagokért, és kérjük Olvasóinktól, hogy hasonló közérdekû információikat juttassák el a Szerkesztôségbe – szerk.) FIZIKAI SZEMLE

2004 / 4

HEURÉKA! – CÁFOLAT ÉS A HELYES TÉTEL Pálfalvi László MTA–PTE Nemlineáris Optikai és Kvantumoptikai Kutatócsoportja, PTE Kísérleti Fizika Tanszék

„Minden vízbe mártott test a súlyából annyit veszt, amenynyi az általa kiszorított víz súlya” – skandálják büszkén az idôsek is. Mindenkori fizikaoktatásnak talán ez a mondat a legnagyobb sikere, ez az, amire mindenki emlékszik. Középiskolás koromban találkoztam egy feladattal [1], mely elgondolkodtatott Arkhimédész törvényének érvényességén. Így szólt: „Egy edény alján kör alakú, r sugarú nyílás van, rajta m tömegû, R sugarú labda. Óvatosan csökkentve a víz mennyiségét, egy bizonyos h0 vízmagasságnál a labda felemelkedik. Számítsuk ki h0-t!” (1. ábra ) Azonnal felmerült bennem a kétely Arkhimédész törvényét illetôen. Fôleg, ha az adatok olyanok, hogy olyan h0 esetén történik a felemelkedés – ahogy a rajz is illusztrálja –, melynél a labdát teljesen ellepi a folyadék. Vajon miért kell a felhajtóerônek függnie a vízmagasságtól, ha a kiszorított víztérfogat független attól? A naiv megoldás nyilván az lenne, hogy akkor válik el a labda az edénytôl, ha Vbe ρg = m g, ahol Vbe a folyadékban lévô rész térfogata. Ezt nyilván azonnal elvethetjük, hisz ez h0-tól független megoldás lenne. De akkor hol a hiba? Vizsgáljuk meg, hogy minek is a következménye a felhajtóerô! A folyadék a belé merülô test elemi ∆A felületelemeire erôt gyakorol, mely – a helyes elôjelkonvencióval – ∆F = −p ∆A, ahol ∆A a felületelem-vektor, p pedig a hidrosztatikai nyomás. A testre a folyadék által kifejtett felhajtóerô pedig ezen elemi erôk vektori összege: F = lim ∆ A → 0

p ∆A =

⌠ p dA . ⌡

(1)

Nyilván a megszokott esetekben, amikor is a testet teljesen körbeveszi a folyadék, vagy csak a felsô része lóg ki, semmi kétségünk nincs Arkhimédész törvényének alkalmazhatósága felôl. Egyszerû esetekben (pl. hasáb alakú test) könnyen megmutatható, hogy az (1) egyenlet alapján a felhajtóerô nagyságára F = Vbe ρg adódik. Nem követünk el hibát, ha jelen esetben is az (1) egyenlet szerinti részletes számítással határozzuk meg a felhajtóerôt. Bontsuk a gömböt gömbrétegekre, a koordinátázásra használjuk a θ szöget a 2. ábra szerint! A θ szöghöz tartozó nyomás:

   p (θ) =  h0 

   R cos θ  ρ g , 

2

r R2

1

R

(2)

a gömbréteg felülete pedig (3)

dA = 2 R π sin θ R dθ.

A felületelemre ható elemi erô függôleges komponensének a nagysága p (θ) dA cos θ.

dFz =

(4)

A teljes felhajtóerô nagysága pedig π θ0

F = ⌠dFz = ⌠ p (θ) cosθ dA = ⌡ ⌡ 0

   = ⌠ 2 R 2 π ρ g h 0 ⌡  0 π θ0

R

(5)    R cosθ sinθ cosθ dθ, 

r2 R2

1

ahol sin θ0 = r /R. Elvégezve az (5) egyenletbeli integrálásokat, felhasználva, hogy 1

⌠ cosn x sin x dx = ⌡   2 F =  R3 π 3

  1 

 r2 R π 1 

1

n

cosn

1

x

C,

 r 2  3/2    R2  

 1 

r 2  1/2  R2 

(6)

   2 r π h0  ρ g 

2. ábra

1. ábra

dq h0

q

R q0

m 2r

A FIZIKA TANÍTÁSA

R

r

139

p

adódik. Az egyensúly feltétele F

N

(7)

m g = 0,

ahol N az edény pereme által kifejtett kényszererô. Az elválás feltétele N = 0. Ezen feltételt és (6)-ot a (7) összefüggésben figyelembe véve, az elváláshoz tartozó vízmagasságra  2 3  R π 1 3  h0 =

 r 2  3/2  2   r R π 1 2 R    r2 π

 1 

r 2  1/2  R2 

m ρ

h0

(9)

V

Legyen v (r) = e φ(r), ahol e konstans vektor. Ekkor divv = e gradφ. Ezt beírva a (9) összefüggésbe e

φ dA = e ⌠ gradφ dV ⌡

(10)

V

adódik. Mivel ez tetszôleges e vektorra érvényes, a φ dA = ⌠ gradφ dV ⌡

(11)

V

általános érvényû összefüggéshez jutunk. Amennyiben φ(r) = −p (r) a (11) egyenlet bal oldala nem más, mint a felhajtóerô, azaz F =

p (r) dA =

⌠ gradp dV. ⌡

(12)

V

Térjünk vissza az eredeti problémához! Esetünkben  (h0  p (r) =   0

z) ρ g, ha 0 < z ≤ h0,

(13)

egyébként,

ahol a z tengely függôlegesen felfelé mutat, és a z = 0 sík az edény alja. i) eset: Amennyiben a teljes gömb a folyadék belsejében van, (14) gradp = ρ g. (12) szerint a felhajtóerô pedig F = ahogy azt el is várjuk. 140

V ρ g,

z

(8)

adódik. Mi lehetett vajon a gond, amikor Arkhimédész törvényét szó szerint akartuk alkalmazni? Vizsgáljuk meg általánosságban a törvény érvényességi körét! Ehhez induljunk ki a Gauss–Osztrogradszkij-tételbôl, miszerint bármely v folytonosan differenciálható vektormezôre igaz, hogy v dA = ⌠ divv dV. ⌡

h0g

(15)

3. ábra

ii) eset: Ha a test egy része kilóg a folyadékból (úszás), akkor a folyadékfelszín felett gradp = 0, a felszín alatt pedig gradp = ρ g. A felhajtóerô pedig a (12) egyenlet szerint F =

Vki 0

Vbe ρ g =

Vbe ρ g.

(16)

iii) eset: A feladat szövegének megfelelô elrendezésben pedig gradp = ρ g a folyadék belsejében és gradp = 0 az edényen kívül. A (12) egyenlet szerint a ii) esettel egyezô eredményt kapnánk a felhajtóerôre, ami – mint fentebb megmutattuk – helytelen. Miért nem fogadható el a iii) esetre az F = −Vbe ρ g eredmény? Látszólag pedig ii) és iii) hasonló! Ha alaposan megvizsgáljuk a nyomást (3. ábra ), annak z = 0-ban szingularitása van. A (12) egyenlet pedig a folytonosságot megköveteli. Tegyünk egy kis csalást, mellyel a iii) esetet visszavezetjük az elôzôkre, mely esetekben, mint láttuk, a megoldás egyszerû. Csalásunkkal a feladatnak egy, a fentebbinél lényegesen egyszerûbb, elemi megoldásához jutunk. z = 0-ban vágjuk el gondolatban a labdát, és a felsô rész alá engedjük befolyni a vizet! Így a felsô darab esetén az i) elrendezés valósul meg (ha nem lepi el teljesen a víz, akkor pedig a ii)). Az alsó darabra nyilván nem hat felhajtóerô – gradp = 0 –, a felsôre pedig a (12) egyenlet alkalmazható, ugyanis a víz aláfolyatásával a nyomás folytonosságát biztosítottuk. A felhajtóerô nagysága tehát F = Vbe ρ g lenne. Viszont a csalás menetét végigkövetve látszik, hogy ez az erô pont annyival nagyobb a ténylegesnél, mint amekkorát a h0 magasságú folyadék nyomása az r sugarú körlapra kifejt, a tényleges erô nagysága tehát F = Vbe ρ g

r 2 π h0 ρ g.

(17)

Felhasználva a gömbszelet térfogatára vonatkozó összefüggéseket [2]  2 3  = R π 1 3 

 r 2  3/2  2 r 2  1/2 (18)   Vbe r R π 1 1     R2   R2    adódik. A (18) összefüggést a felhajtóerôre vonatkozó (17) képletbe behelyettesítve az elôzô megoldással (6) azonos eredményt kapunk. Megjegyzem, a számítások során azt a lehetôséget nem vizsgáltuk, amikor h0 értéke olyan, hogy a golyó nincs teljesen ellepve. Erre a lényeglátás szempontjából nem volt szükség. Láttuk tehát, hogy ha a nyomásnak szingularitása van a folyadékba merülô test felülete mentén, akkor ArkhiméFIZIKAI SZEMLE

2004 / 3

dész törvénye nem alkalmazható a megszokott értelemben. Ekkor vagy a részletes számolási módszer, vagy némi trükk alkalmazása vezet el a helyes eredményig. Ez utóbbi, elemi módszer javasolt a középiskolásoknak. Az általános következtetések levonásához „magasabb” matematikai apparátust kellett használni. Viszont a konklúzió középiskolások számára is igen tanulságos lehet, hisz versenyeken elôfordulhat olyan szituáció, ahol óvatosnak kell lenni a megszokott törvény rutinszerû alkalmazásával. Láttuk, hogy a szokványos esetekben (úszás, lebegés) nincs kétely. Probléma van viszont az olyan helyzetekben, mint például a fenti feladat körülménye, vagy például olyankor, amikor véges felületen érintkezik a test az edény aljával úgy, hogy a folyadék nem tud az érintkezési felületek közé behatolni. Ezen kirívó eseteket úgy tudjuk kiszûrni a többi

közül, hogy a nyomás folytonosságát megvizsgáljuk a test felülete mentén. Ezt mindenkinek hasznos megtenni, mielôtt nekiáll egy hidrosztatikai feladat megoldásának. Fontos konklúziót vonhattunk tehát le egy klasszikus törvény érvényességét illetôen. Eszerint Arkhimédész törvényének helyes megfogalmazása: „Ha egy test oly módon merül folyadékba, hogy a nyomásnak nincs ugrása a test felülete mentén, úgy a felhajtóerô nagysága megegyezik a test által kiszorított folyadék súlyának nagyságával.” Irodalom 1. BÍRÓ TIBOR – Középiskolai Matematikai és Fizikai Lapok 1994/1 FN. 2784 2. BRONSTEJN, SZEMENGYAJEV: Matematikai zsebkönyv – Mûszaki Könyvkiadó, Budapest, 1963., 221. o.

KÖNYVESPOLC

Teller Ede: HUSZADIK SZÁZADI UTAZÁS TUDOMÁNYBAN ÉS POLITIKÁBAN Huszadik Század Intézet, Budapest, 2002, 595 o. Önéletrajz egy nem mindennapi ember nem mindennapi életérôl közel hatszáz oldalon. Így lehetne röviden jellemezni a vaskos kötetet. A budapesti kezdetektôl (1908) szinte egészen haláláig végigköveti a szerzô életét, hiszen 2003. szeptember 9-én halt meg és a könyvben még beszámol felesége 2000-ben bekövetkezett haláláról, sôt 2001-ben a Corvin-lánccal történt kitüntetésérôl is, a magyar kiadáshoz az elôszót pedig 2002 májusában írta. Az egymásra következô fejezetek néha bizonyos átfedésekkel, de általában idôrendben számolnak be Teller Ede életének eseményeirôl. Ezek általában éveket fognak át, máskor csak hónapokat (pl. Berendezkedésünk Los Alamosban 1943. március – 1943. november ), a legutolsó fejezetek pedig már egyegy évtizedet vagy annál is többet (Stratégiai védelem 1980– 1992; Közügyek és magánügyek 1980–1990; Hazatérés 1990– 2000 ). A fejezetcímekben tehát a megfelelô idôtartamok is fel vannak tüntetve. Az elsô fejezetek budapesti gyermek- és ifjúkorát, majd a németországi egyetemi és fiatal kutatói éveket mutatják be. A könyvnek ebben a részében a legtöbb – ha szabad így kifejezni – a fizika. Teller a múlt század húszas éveinek második felében a fizikai kutatás fô áramába kapcsolódik be. Megismerkedik a kvantummechanika felfedezésében legnagyobb szerepet játszó tudósokkal, köztük Bohr ral, Heisenberg gel és sok más nagy nevû fizikussal, valamint Heisenberg csoportjában is dolgozik, sôt nála doktorál. Mint egy kissé „késôn érkezô”, mert a kvantummechanika alapjai ekkorra már le voltak rakva, az egyszerû molekulák spektrumának kvantummechanikai értelmezésével foglalkozott. Számos itt elért eredménye közül a legnevezetesebb a nemlineáris molekulák degenerált elektronállapotainak torzulására vonatkozó Jahn–Teller-effektus. Ezután a dániai és angliai évek következtek és 1935 szeptemberében megérkezés Amerikába, és itt együttmûködés Gamow val és tanítás a George Washington Egyetemen.

A következô években a maghasadás felfedezése és a II. világháború kitörése teljesen átalakította a világot és Teller pályáját is. 1943-tól már Los Alamosban dolgozik az atombomba megvalósításán. A következô évtizedek – és errôl szól a könyv legnagyobb része – szakadatlan munkával és küzdelemmel telnek el. A reaktorbiztonság, a hasadási atombombák tökéletesítése, a termonukleáris bomba létrehozása, a Stratégiai Védelmi Kezdeményezés (SDI), a livermore-i – Los Alamos mellett a második – fegyverkutatási laboratórium létrehozása a küzdelem fô állomásai, vagy talán helyesebben, fô vonalai. Eközben nemcsak a kor Amerikában dolgozó legkiemelkedôbb fizikusaival – Fermi vel, Bethé vel, Neumann -nal, Wigner rel, Laurence -szel – kerül kapcsolatba, de az amerikai politika vezetôivel is: tekintélyes szenátorokkal, tábornokokkal és a korszak szinte mindegyik amerikai elnökével. Az ember tényleg elcsodálkozik, hogy nemcsak ô, de Szilárd és a többi „marslakó” is, alighogy megérkezik Amerikába, már a társadalom csúcsáig „ér fel a keze”. Teller nagyon szerette a barátságot. A könyvben állandóan ismétlôdnek az olyan és hasonló fordulatok, hogy X -szel vagy Y -nal találkoztunk és életre szóló barátságot kötöttünk. Éppen ezért rendkívül nehezen viselte el, amikor küzdelmei során a tudós társadalom egy részével, olykor többségével ellentétbe került, mint például az Oppenheimer-ügy kapcsán, vagy a termonukleáris bomba kifejlesztésének szorgalmazásakor. Fontos hangsúlyozni, hogy Teller szerint más a fegyverek kifejlesztése és megint más a felhasználása. „… óriási különbség van egy különlegesen nagy erejû fegyver ismerete és birtoklása, illetve a fegyver bevetése között.” (358–359. o.) Mindig ôszintén meglepôdött, amikor olyan nézettel vagy emberrel találkozott, aki komolyan gondolta a kifejlesztett fegyverek felhasználását. Nem kétséges, hogy Teller törekvései és eredményei hozzájárultak a Szovjetunió – a korszak egyik legveszedel-

B3

mesebb – diktatúrájának térdre kényszerítéséhez. Másrészrôl kérdés, hogy a tömegpusztító fegyverek halmozása a Földön nem jelent-e rendkívüli veszélyt az emberiségre. Sok tudós lelkiismerete nem tudott megbirkózni ezzel a dilemmával. E sorok írójának különös örömet jelentett, amikor a könyvben olyan nevek is szerepeltek, akikkel késôbb találkozott a Pugwashmozgalomban – mint Garwin vagy Hans Peter Dürr –, akik korábban Teller munkatársai voltak. Az utóbbi például nála készítette doktori munkáját. Két dolgot kell még feltétlenül megemlíteni. Az egyik Teller családi élete, amelyik a változó események mögött, mint biztos háttér és alap vonul végig. A másik magyarsága, amely lépten-nyomon felmerül az önéletrajz sorai között. Ebbôl a

szempontból érdemes idézni az elsô fejezet elsô bekezdését és az utolsó fejezet legutolsó mondatát. „Mik elsô gyermekkori emlékeim? A hidakra emlékszem, a gyönyörû hidakra. Szülôvárosom, Budapest, folyó mentén épült. Idôvel laktam a Tevere partján, a Temzénél, a Hudson és a Rio Grande mellett is, de egyik sem olyan szívmelengetô emlék, mint a Duna. A folyó szépséges hídjaival.” (15. o.) „Büszke vagyok szülôhazámra.” (560. o.) Különben az önéletrajzi kötet két elôszóval indul – az egyiket kifejezetten a magyar kiadáshoz írta – és utószóval, valamint Tellernek az Oppenheimer-ügyben történt tanúkihallgatásának jegyzôkönyvével zárul. Berényi Dénes

AZ ELEMEK KELETKEZÉSE Új ismeretterjesztô DVD Az MTA ATOMKI 2004-ben egy magas színvonalú ismeretterjesztô DVD készítésére és annak középiskolákban való terjesztésére vállalkozott. A jelen DVD forrását, az Element Genesis: Solving the Mistery címû japán kiadványt 2000-ben Japán vezetô kutatóintézetének (RIKEN) kutatói szerkesztették. Az ebben bemutatott film témája a nukleáris asztrofizika, napjaink egyik vezetô természettudományos diszciplínája, melyben az asztrofizika és az atommagfizika kapcsolódik össze interdiszciplináris tudománnyá. Összeállítói arra vállalkoztak, hogy megismertessék az anyag keletkezését a Világegyetemben, Naprendszerünkben és a Földön. A filmben a téma világhírû japán, amerikai és európai kutatói szerepelnek, ám a magas szakmai színvonal nem ment az érthetôség rovására. A film VHS videóformátumban japánul és angolul jelent meg, és a 2002-ben Japánban rendezett nagyszabású nukleáris asztrofizikai konferencián (Nuclei in the Cosmos VII) mutatták be a szakmai közönségnek. Azóta a film elnyerte a „Creative Excellence Award for College and Advanced Education” díjat az USA-ban, és már a német nyelvû kiadása is elkezdôdött.

Az igen magas szakmai színvonal megtartása érdekében a film alkotói ragaszkodtak ahhoz, hogy az esetleges további külföldi kiadás felügyeletét a témában jártas kutató végezze. Az MTA ATOMKI nukleáris asztrofizikai kutatócsoportja közel egy évtizede sikeresen foglalkozik hasonló témájú kutatásokkal, így lehetôséget kaptak a magyar kiadásra, melyet az Oktatási Minisztérium is támogatott. A film jogdíja kereskedelmi forgalomba való hozást nem enged meg, de ez nem is célunk. Terveink szerint a filmet az igénylô középiskolák számára térítésmentesen postázzuk. A szaktanárok továbbképzésük során is megismerkedhetnek a film anyagával, és a téma részleteivel. A fenti film színvonala és tematikája alapján is kiválóan alkalmas a tudományos eredmények széles körû népszerûsítésére, az ATOMKI tematikai felügyelete pedig biztosítja a magyar kiadás hasonlóan magas színvonalát. A filmrôl további információ található a következô honlapon: http://www.atomki.hu/elemek Fülöp Zsolt, ATOMKI A magyar kiadás szerkesztôje

FIZIKUSNAPTÁR Az Eötvös Loránd Fizikai Társulat 2004. évi küldöttközgyu˝lését 2004. június 5-én, szombaton 10 órai kezdettel tartja az ELTE Kémiai épülete 065. sz. termében. 1117 Budapest, Pázmány Péter sétány 1/A. ✧ Az MTA Fizikai Tudományok Osztálya, az Eötvös Loránd Fizikai Társulat és az ELTE Fizika Tanszékcsoport tisztelettel meghívja Önt a 2004. május 20-án, csütörtökön 14 órakor kezdo˝do˝ Marx György-emlékülésre Az ülés helye: az ELTE Fizika épülete 0.83 elo˝adója, Budapest XI., Pázmány Péter sétány 1/A. Az ülést megnyitja Horváth Zalán, az MTA Fizikai Tudományok Osztályának elnöke Patkós András: Emlékbeszéd Marx György, az MTA rendes tagja, az ELFT örökös elnöke és az ELTE emeritus professzora felett Ujvári Sándor: Marx György, a természettudomány tanítómestere Mészáros Péter (Penn. State University): A nagyenergiás neutrínók és a kozmikus sugárzás fizikája és asztrofizikája (2004. évi Marx Györgyemlékelo˝adás) Németh Judit (ELFT elnöke): Zárszó

B4

ELFT Atom-, Molekulafizikai és Kvantumelektronikai Szakcsoport LézerTeája a Szegedi Tudományegyetem Optikai és Kvantumelektronikai Tanszékén és az MTA Lézerfizikai Kutatócsoportjánál, 2004. június 4., 10 óra, Budó-tanterem, Szeged, Dóm tér 9. Bor Zsolt: Megnyitó Bozóki Zoltán: A fotoakusztikus gázdetektálási módszerek Szakáll Miklós: Fotoakusztikus vízgo˝zméro˝ rendszer az atmoszférakutatásban Sarlós Ferenc: Ultragyors spektroszkópia alkalmazásai Osvay Károly: A TeWaTi Lézer és Kutatócsoport Kovács Attila: Spektrálisan bontott interferometria és alkalmazásai Horváth Zoltán: A szélihullám-impulzus kísérleti kimutatása Szörényi Tamás: Lézerek anyagtudományi alkalmazásai Hopp Béla: Excimer lézerek orvosi alkalmazásai Csete Mária: AFM és SNOM alkalmazása lézerrel generált rácsok vizsgálatára Szatmári Sándor: A Kísérleti Fizika Tanszéken folyó lézeres kutatások Laborlátogatás, Tea További információk: Osvay Károly, [email protected]

4

Recommend Documents