C~(12)(d,p)C~(13)和Ca~(40)(d,p)Ca~(41)基态反应质子的角分布

本实验测量了C~(12)(d,p)C~(13)及Ca~(40)(d,p)Ca~(41)基态反应质子群的角分布和微分截面。氘核能量为13.3MeV,对C~(12)和Ca~(40)的反应,其测量角度范围分别为3°—167°和10°—164°,每隔2.5°或5°测量一点,其主要结果如下:(1)对于这两群质子,在主削裂峯附近的实验点和用简单Butler理论算得的理论角分布曲线都符合得相当好;理论计算数据对实验数据在主峯处归一;由此而定得的核能级参数与前人所得到的是一致的。(2)大角度区的实验截面数值没有减小到象Butler理论所要求的那样小,并有非常明显的次极大出现,其位置与Butler理论所预言的不一致;这些特点可以用扭曲波理论来解释,非氘核削裂机制也可能有部分贡献。(3)在C~(12)(d,p)C~(13)反应中,前角度区的截面有很大下降,而后角区则有明显的增加,这些现象都和Butler理论不一致;然而,这也可以用扭曲波来解释。(4)用主峯处的截面和Butler理论算得的基态的约化宽度,对C~(12)(d,p)C~(13)和Ca~(40)(d,p)Ca~(41)反应分别为r~2=0.17和0.041;用扭曲波理论计算时,则得到较大的r~2值,后者更接近于单粒子模型所预言的数值,基于上面这些事实,对本实验的数据使用扭曲波理论来进行分析似乎是值得的。     

中高能电子散射

电子散射是一个老的题目,也是当今中高能核物理学发展的前沿.早在 1929年莫特[1]从理论上研究了快电子被原子核散射的问题.他假设原子核为点电荷,电子用狄喇克波函数来描述,这样得到的截面公式与熟知的卢瑟福公式是不同的,后来称之为莫特散射截面,其中α=e2/hc　1/37是精细结构常数,E是入射电子的能量,θ是散射角.1934年Eug-ene Guth[2]用波恩近似方法研究快电子被原子核散射问题,其结果与电子被点库仑电荷散射有偏差,这预示电子散射可以用来研究原子核的大小.但是由于当时实验条件的限制,电子散射的实验研究宜到第二次大战结束后才开始. …     

极化电子被极化质子的深度非弹性散射的辐射修正

本文推导了极化电子被极化质子的深度非弹性散射的辐射修正公式, 其中包括了极化e-p散射的弹性尾巴的精确公式和非弹性散射辐射修正的峰值近似公式.     

电子非弹性散射辐射修正的R函数方法

在电子非弹性散射的辐射修正中常用解开(unfolding)或折叠(folding)的方法. 本文提出了R函数方法, 利用R函数对非极化实验能容易地把辐射的截面σ^rad转换为无辐射的截面σ^non, 或者作相反的转换. 在极化实验中, R函数也能用来把辐射的不对称性A^rad转换为无辐射的不对称性A^non或作相反的转换.     

均匀场楔形磁铁的精确光学公式

本文推导了均匀场楔形磁铁在中心平面的精确光学公式. 磁铁的入口和出口界面是带有一定曲率且与中心轨道成一定的角度. 对这精确光学公式在一些特殊情况下的应用也进行了讨论.     

C12(d,p)C13和Ca40(d,p)Ca41基态反应质子极化的研究

本实验测量了C¹²(d,p)C¹³和Ca⁴⁰(d,p)Ca⁴¹两个基态反应质子群在六个角度上的极化值。在C¹²的反应中,小角区的结果和前人的工作相近,和半经典符号规则j_n=l_n±1/2,P=(±)一致。θ_L=115°的数据是前人没有测量过的,我们得到P=0.529±0.068,在Ca⁴⁰的反应中,小角区数据的符号也和半经典符号规则一致,和Немeц及Boschitz的实验结果相同,而和Hird,Takeda及Bercaw的实验结果相反,看来这是由于入射能量不一样所致。因为在这些实验中,三个较高入射能量和三个较低入射能量的结果,都分别有一致的符号,把已发表的极化实验数据进行比较,可以看出,半经典符号规则还是有一定的参考价值,或者,可能找出一个修改后的符号规律,以供核能谱学应用。在有些情况下,我们看到,随着氘核能量的增加,极化角分布的图形似乎有向小角区移动的趋势,这可能是直接反应的一个特性。关于截面和极化角分布间的位置对应关系,我们认为,截面角分布的极小,除了可对应于极化的变号以外,还可能对应于极化绝对值的极大,截面角分布的极大也可能对应于极化的变号,对于这些现象,我们用粗糙的扭曲波理论进行了讨论。     

C12(d,p)C13和Ca40(d,p)Ca41基态反应质子的角分布

本实验测量了C¹²(d,p)C¹³及Ca⁴⁰(d,p)Ca⁴¹基态反应质子群的角分布和微分截面。氘核能量为13.3MeV,对C¹²和Ca⁴⁰的反应,其测量角度范围分别为3°—167°和10°—164°,每隔2.5°或5°测量一点,其主要结果如下:(1)对于这两群质子,在主削裂峯附近的实验点和用简单Butler理论算得的理论角分布曲线都符合得相当好;理论计算数据对实验数据在主峯处归一;由此而定得的核能级参数与前人所得到的是一致的。(2)大角度区的实验截面数值没有减小到象Butler理论所要求的那样小,并有非常明显的次极大出现,其位置与Butler理论所预言的不一致;这些特点可以用扭曲波理论来解释,非氘核削裂机制也可能有部分贡献。(3)在C¹²(d,p)C¹³反应中,前角度区的截面有很大下降,而后角区则有明显的增加,这些现象都和Butler理论不一致;然而,这也可以用扭曲波来解释。(4)用主峯处的截面和Butler理论算得的基态的约化宽度,对C¹²(d,p)C¹³和Ca⁴⁰(d,p)Ca⁴¹反应分别为r²=0.17和0.041;用扭曲波理论计算时,则得到较大的r²值,后者更接近于单粒子模型所预言的数值,基于上面这些事实,对本实验的数据使用扭曲波理论来进行分析似乎是值得的。     

1GeV/c广量程磁谱仪

本文简要叙述1GeV/c广量程磁谱仪的结构,包括谱仪磁铁系统和探测器及数据获取系统.推导了在扩展边缘场情况下,非聚焦型磁谱仪的动量公式.用蒙特卡罗方法计算了该谱仪的动量分辨、立体角和动态范围等参数.讨论了多次散射和探测器位置分辨对谱仪动量分辨的影响.     

6.8MeV质子对Cr,Co,Ni,Cu,Zn的弹性散射

本实验测量了6.8MeV质子对Cr,Co,Ni,Cu和Zn的弹性散射角分布。在其微分截面σ_e(θ)与库仑散射微分截面σ_R(θ)之比对θ的作图中显示:这几种元素A相近,也有大体相似的角分布曲线;其极大极小位置可以用kR′sinθ_m/2=常数表之,显示出核的粗糙结构的特征。但在大角度处,这几种质量数A相近的核,其(σ_e(θ))/(σ_R(θ))值却有显著的差异,而且偶z核的(σ_e(     

C~(12)(d,p)C~(13)和Ca~(40)(d,p)Ca~(41)基态反应质子极化的研究

本实验测量了C~(12)(d,p)C~(13)和Ca~(40)(d,p)Ca~(41)两个基态反应质子群在六个角度上的极化值。在C~(12)的反应中,小角区的结果和前人的工作相近,和半经典符号规则j_n=l_n±1/2,P=(±)一致。θ_L=115°的数据是前人没有测量过的,我们得到P=0.529±0.068,在Ca~(40)的反应中,小角区数据的符号也和半经典符号规则一致,和Немeц及Boschitz的实验结果相同,而和Hird,Takeda及Bercaw的实验结果相反,看来这是由于入射能量不一样所致。因为在这些实验中,三个较高入射能量和三个较低入射能量的结果,都分别有一致的符号,把已发表的极化实验数据进行比较,可以看出,半经典符号规则还是有一定的参考价值,或者,可能找出一个修改后的符号规律,以供核能谱学应用。在有些情况下,我们看到,随着氘核能量的增加,极化角分布的图形似乎有向小角区移动的趋势,这可能是直接反应的一个特性。关于截面和极化角分布间的位置对应关系,我们认为,截面角分布的极小,除了可对应于极化的变号以外,还可能对应于极化绝对值的极大,截面角分布的极大也可能对应于极化的变号,对于这些现象,我们用粗糙的扭曲波理论进行了讨论。