КИНЕМАТИЧЕСКОЕ ОСВОБОЖДЕНИЕ АТОМАРНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ

А.А.Гришаев, независимый исследователь

Введение.

Те, кто интересовались современной физикой, наверняка слышали про захватывающие дух проекты фотонных звездолётов [1,2]. И мало кто задавался вопросом: удаётся ли разогнать до околосветовой скорости хотя бы ничтожную крупицу вещества – скажем, в один микрограмм? Не рассыпается ли при этом крупица на атомы или даже на элементарные частицы? Ведь положение дел здесь – обескураживающее. На ускорителях даже тяжёлые ионы (здесь тяжёлыми считаются ионы тяжелее лития), имеющие изначально малые числа ионизации, принципиально не удаётся разогнать до околосветовой скорости с сохранением их изначального состава. Реалии таковы: ионы «вылетают» из режима резонансного ускорения, если не обеспечивать принудительный отрыв всё большего количества их электронов по мере разгона – причём, ультрарелятивистская область скоростей достижима лишь для ионов с их максимальными числами ионизации, т.е. лишь для голых ядер.

До сих пор ортодоксальная наука не объяснила, почему так происходит. Мы же объясняем это на основе чёткой и последовательной модели, которая является развитием наших представлений об атомных структурах. Согласно этой модели, у разгоняемого иона происходит освобождение атомарного электрона при достижении соответствующей критической скорости. Если электрон при этом теряется, то у иона изменяется отношение заряда к массе, отчего и происходит срыв его резонансного ускорения. Что же касается голых ядер, то для них такой срыв резонансного ускорения, очевидно, исключён.

В данной статье мы излагаем теоретическую модель кинематического освобождения атомарных электронов, а также приводим экспериментальные факты, с которыми эта модель согласуется.

Краткая предыстория вопроса.

По ортодоксальным понятиям, ионы можно разгонять на ускорителях с неменьшим успехом, чем электроны, протоны, дейтроны и a-частицы. Например, авторы [3] пишут: «общие закономерности, лежащие в основе действия электронных и ионных ускорителей, одинаковы». Но, странным образом, детали ускорения ионов являются недоступными для открытого обсуждения: специалисты старательно уклоняются от того, чтобы говорить на эту тему.

Так, те же авторы [3] в параграфе «Линейные ускорители ионов» приводят параметры электронных (!) ускорителей на малые энергии, электронных (!) ускорителей на большие энергии, протонных (!) ускорителей – а параметры ускорителей ионов не приводят. Может, авторы просто забыли привести параметры ускорителей ионов? Нет, в своём третьем томе [4] они проделали то же самое: в параграфе, опять же, «Линейные ускорители ионов» они привели параметры ускорителей протонов, параметры «мезонных фабрик» на основе ускорителей протонов, но параметры ускорителей ионов так и не привели.

И они не одиноки в своём стремлении не сказать чего-нибудь лишнего. Вот их поддерживает автор статьи в УФН [5] с многообещающим названием «Сильноточные линейные ускорители ионов». Сразу после вводных слов он пишет: «Ряд проблем, связанных с сооружением сильноточных ЛУ [линейных ускорителей] тяжелых ионов, относится и к протонным машинам, но ЛУ тяжёлых ионов имеют и свои специфические трудности. Ниже мы будем рассматривать только сильноточные линейные ускорители протонов или дейтронов». Поразительно! Что же это за «специфические трудности» при ускорении ионов, о которых нельзя говорить читателям УФН?

Нам повезло: мы нашли ответ. Об этой таинственной «специфике» проговорились авторы [6], которые написали буквально следующее: «Рассмотрим особенности ускорения и фокусировки тяжёлых и многозарядных ионов. Пусть переход от… ионов с некоторыми значениями массы покоя m₀ и заряда e к ионам с другими значениями m₀ и e осуществляется при сохранении прежних значений фазовой скорости и равновесной скорости частиц…» Если изменение массы и заряда иона в процессе ускорения происходит с сохранением прежней скорости, то оно происходит не в результате столкновения с молекулой остаточного газа или с другим ионом в пучке – оно происходит без видимых причин. И, конкретно: что представляет собой изменение типа иона в процессе его ускорения? Мы усматриваем только два варианта, сопровождающиеся изменениями массы покоя и заряда. Первый – это трансмутация химического элемента, вроде превращения (на лету!) свинца в золото; едва ли об этом варианте можно говорить серьёзно. Остаётся второй вариант: потеря ионом очередного электрона. Выходит, что об этом феномене специалистам было отлично известно уже в 1969 году [6].

Тогда становится понятна логика специалистов при разработке методов ускорения тяжёлых ионов до околосветовых скоростей. Чтобы избежать загадочных самопроизвольных потерь электронов ионами и, из-за изменения их отношения заряда к массе, срывов режима их резонансного ускорения, электроны у ионов отрывают принудительно – эта процедура называется обдиркой (см. общие принципы в [7]).

Несколько слов про обдирку ионов.

Источники ионов для ускорителей дают пучки или сгустки ионов, у которых отсутствуют лишь небольшие количества самых внешних электронов. Для разгона этих ионов до околосветовых скоростей используются многоступенчатые, каскадные схемы ускорения – и между каскадами резонансного ускорения непременно производится обдирка ионов. Для этого ионы пропускаются, например, сквозь фольгу, плотность и толщина которой подобраны так, чтобы данные ионы с данной энергией потеряли дополнительное желаемое количество своих самых внешних электронов. Это «желаемое количество» диктуется желанием получить ионы с таким отношением заряда к массе, под которое настроен следующий каскад резонансного ускорения. На практике, обдирка даёт некоторый разброс количеств оторванных электронов и соответствующий разброс результирующих отношений заряда к массе. Поэтому после обдирки часть ионов – иногда подавляющая – теряется для дальнейшего ускорения. «Узлами, которые сильно лимитируют интенсивность выходного пучка… являются узлы обдирки» - сетует автор [8] (переводы везде наши).

Поскольку интенсивность пучка является критичным параметром, то использование обдирки, которая заведомо снижает интенсивность пучка, должно иметь веские обоснования. Бесхитростная аргументация здесь такова: ионы обдирают, т.е. их отношение заряда к массе увеличивают, для возможности их более эффективного ускорения. Действительно, скомбинируем, во-первых, выражение, в релятивистском варианте, для циклотронной частоты w, т.е.

, (1)

где Ze - заряд частицы, H - поперечное магнитное поле, M₀ - масса покоя частицы, c - скорость света, V - скорость движения частицы, и, во-вторых, выражение, справедливое для движения по круговой траектории с радиусом R, т.е.

w= V/R. (2)

Тогда для величины магнитного поля, обеспечивающего движение частицы по круговой траектории с радиусом R, получим выражение

. (3)

Как можно видеть, увеличение скорости частицы требует, для удержания её на траектории с тем же радиусом, усиления магнитного поля – что и подтверждается работой синхротронов. А более эффективное ускорение частиц с большим отношением заряда к массе выражается в том, что – на траектории с тем же радиусом и при том же диапазоне магнитных полей – эти частицы могут быть разогнаны до более высоких скоростей.

Такое обоснование обдирки ионов является важным, но далеко не исчерпывающим. Отнюдь не величины магнитных полей на синхротронах являются фактором, лимитирующим здесь возможности ускорения тяжёлых ионов без глубокой обдирки. Достаточно сказать, что первыми синхротронами для тяжёлых ионов стали модернизированные протонные (!) синхротроны, причём модернизация заключалась не в обеспечении более сильных магнитных полей, а в «улучшении вакуума и установке новых инжекторов, но, несмотря на эти меры, только голые ядра могли быть разогнаны [до околосветовой скорости]» [10]. Но это ещё не всё. Из (3) следует, что скорость при конкретном радиусе траектории и конкретном магнитном поле определяется не массой частицы, а её отношением заряда к массе – причём, каждая резонансно-ускоряющая машина рассчитана на некоторый небольшой диапазон отношений заряда к массе. При разгоне, на одной и той же машине, тех или иных ионов, сильно различающихся по массе, но имеющих примерно одинаковые отношения заряда к массе, их предельно достижимые скорости, как можно было ожидать, тоже окажутся примерно одинаковы. В действительности, при оговорённых условиях, для одной и той же машины имеет место систематическое уменьшение предельно достижимых скоростей – или предельно достижимых энергий на нуклон – по мере утяжеления ионов. Так, читаем: после первого каскада ускорения, энергия «варьируется… до максимальных значений между 0.5 МэВ/А (119 МэВ) для урана и 6 МэВ/А (72 МэВ) для углерода» [11]. «Максимальная энергия ионных пучков на выходе RRC составляет 135 МэВ/нуклон для таких ионов как C, N, O и около 15 МэВ/нуклон для очень тяжёлых нуклонов» [8]. «Максимальные энергии после IRS составляют 127 МэВ/нуклон для лёгких ионов вплоть до Ar, 102 МэВ/нуклон для Kr³⁰⁺, и 58 МэВ/нуклон для U⁵⁸⁺… В SRC максимальные энергии увеличиваются до 400 МэВ/нуклон для лёгких ионов вплоть до Ar, до 300 МэВ/нуклон для Kr³⁰⁺, до 150 МэВ/нуклон для U⁵⁸⁺» [12].

Эти парадоксальная неодинаковость «эффективности ускорения» ионов, сильно различающихся по массе, до сих пор не нашла разумного объяснения в рамках ортодоксальных представлений. Напротив, излагаемая ниже модель даёт естественное объяснение этого парадокса.

Теоретическая модель кинематического освобождения атомарных электронов.

Как мы излагали ранее [13], атом, особенно многоэлектронный, отнюдь не состоит «в основном, из пустоты». Особенности генерации рентгеновского излучения и зондирования атомов электронами указывают на то, что объём атома разбит на концентрические шаровые слои, в которых действуют иные законы, чем в «пустом пространстве». Внешние радиусы этих слоёв примерно равны расстояниям соответствующих атомарных электронов от ядра. Отличия же от «пустого пространства» таковы: свободный электрон, для проникновения во всё более глубокий внутриатомный слой, должен иметь всё большую кинетическую энергию – превышающую энергию связи соответствующего атомарного электрона. Сферические границы этих слоёв, проникновение за которые для электронов с малыми энергиями исключается чисто программными средствами, мы называем сферами непроницаемости в атомах [13].

Каждая сфера непроницаемости в атоме соответствует одной атомарной связке «протон-электрон» - напомним, что, согласно нашим представлениям об атомных структурах [14], каждый атомарный электрон связан только с одним протоном в ядре. Протоны же удерживаются в ядре благодаря их связям с нейтронами [14], причём, эти ядерные связи «протон-нейтрон» являются не стационарными, а переключаемыми. Наиболее устойчивым – и, на некоторое время, автономным – нуклонным комплексом в ядре является динамическое структурное образование из двух протонов и двух нейтронов, т.е., a-частичный комплекс [14]. Целостность же тяжёлого ядра, в состав которого входят несколько a-частичных комплексов, поддерживается благодаря переформированиям этих комплексов.

Эти переформирования обусловлены вот чем. Ядерные связи у протона [14] возможны только на половине периода его атомного цикла, формирующего связку «протон-электрон», а период этого цикла зависит от энергии связи атомарного электрона. В многоэлектронном атоме все электроны имеют различные энергии связи, поэтому периоды атомных циклов у любой пары протонов, входящих в a-частичный комплекс, всегда неодинаковы. Переключения ядерных связей у них не согласованы идеально, фазовый сдвиг между этими переключениями накапливается, и, через некоторое время, каждый из этих двух протонов сможет образовать более стабильный a-частичный комплекс уже с другим протоном.

Теперь мы можем пояснить механизм кинематического освобождения атомарных электронов. Мы полагаем, что каждая из сфер непроницаемости – которые, подчеркнём, имеют не физическую, а чисто программную природу [14] – испытывает циклические программные обновления. Эти обновления производятся не мгновенно, а с конечным быстродействием, обусловленным скоростью программного сканирования пространства, т.е. скоростью света. Сканирование выполняется расходящейся «сферической волной» - в течение времени, требуемого для прохождения радиуса сферы непроницаемости со скоростью света – и сразу после этого начинается новый цикл сканирования.

Эти программные обновления сфер непроницаемости в многоэлектронном атоме происходят беспроблемно, если атом покоится (в локально-абсолютном смысле [14]), поскольку при этом сканирующие волны для всех сфер непроницаемости выходят, практически, из одной и той же точки – если считать ядро точечным – и сферы непроницаемости являются концентрическими. Если же атом движется со скоростью V, то, за время одного сканирования радиуса R, ядро смещается на расстояние, равное V×(R/c). На это расстояние окажется сдвинут центр следующего сканирования по отношению к центру предыдущего – а, значит, и следующее положение сферы непроницаемости с радиусом R по отношению к предыдущему положению, причём, сфера непроницаемости сохраняет своё предыдущее положение вплоть до окончания следующего сканирования. А поскольку различаются радиусы сфер непроницаемости, то различаются периоды циклов их сканирования и сдвиги их последовательных положений – т.е. при движении атома, его сферы непроницаемости не сохраняют концентричность. Здесь, на наш взгляд, и кроется причина нестабильности многоэлектронного атома при его движении.

В самом деле, по логике программного формирования сфер непроницаемости, они должны не пересекаться и сохранять порядок вложенности друг в друга. А если, за время сканирования большей из двух сфер непроницаемости, с радиусами R_внеш и R_внутр, ядро успеет сместиться на разность их радиусов, то уже будет возможно внутреннее касание этих сфер непроницаемости. Это условие, в которое входит критическая скорость V_кр движения атома, имеет вид R_внеш/c=(R_внеш-R_внутр)/V_кр, откуда получаем

V_кр=с(R_внеш-R_внутр)/R_внеш . (4)

Считая, что радиусы R_внеш и R_внутр, т.е. расстояния соответствующих электронов от ядра, обратно пропорциональны энергиям связи E_внеш и E_внутр этих электронов, редуцируем (4) к виду

V_кр=с(E_внутр-E_внеш)/E_внутр. (5)

Если две названные сферы непроницаемости «цементируют» коллектив из a-частичного комплекса и двух соответствующих электронов, то, по логике вышеизложенного, при скоростях атома, больших чем V_кр, нарушается нормальная работа программ, обеспечивающих стабильность этого коллектива. Логично допустить, что результирующая сбойная ситуация отрабатывается таким образом, чтобы сохранить самые сильные связи в коллективе, пожертвовав при этом связями слабыми. А именно: a-частичный комплекс сохраняется благодаря выключению атомного связующего алгоритма у одного из протонов – в результате чего соответствующая сфера непроницаемости «отключается», а соответствующий атомарный электрон освобождается, т.е. происходит его кинематическое освобождение.

Сделаем два замечания. Во-первых, в ядерных a-частичных комплексах переключения ядерных связей наиболее оптимально согласованы при близости периодов атомных циклов у пары задействованных протонов – а, значит, при близости энергий связи у пары соответствующих атомарных электронов. Поэтому a-частичные комплексы формируются с повышенной вероятностью из тех пар протонов, энергии связи электронов с которыми имеют соседние значения – особенно в тяжёлых атомах, где энергии связи электронов могут различаться на четыре порядка. Далее, во-вторых, значения (E_внутр-E_внеш)/E_внутр (см. (5)), в которые входят энергии связи соседних электронов, минимальны для самых внутренних пар электронов. Сопоставляя эти два замечания с выражением для критической скорости (5), мы приходим к парадоксальному выводу. А именно: по мере роста скорости атома, критическая скорость должна достигаться, в первую очередь, для самых внутренних электронов, т.е. для самых сильно связанных – а не для самых слабо связанных, как можно было ожидать.

Поразительным образом, именно наш вывод – о кинематическом разрушении атомных структур, в первую очередь, изнутри – находится в согласии с экспериментальными реалиями. Пусть, например, у «лёгкого» и «тяжёлого» ионов, с атомными номерами в областях 20 и 80, изначально отсутствует по половине внешних электронов. Энергии связи самых внешних из оставшихся электронов у «лёгкого» иона – на два порядка меньше, чем у «тяжёлого». И если критическая скорость достигалась бы сначала для слабо связанных электронов, то сначала «пострадал» бы «лёгкий» ион – а «тяжёлый» ион можно было бы беспроблемно разогнать до большей скорости. Но, как отмечалось выше, при сходных отношениях заряда к массе, «тяжёлые» ионы удаётся разогнать до меньших скоростей, чем «лёгкие». Это и следует из нашего подхода, предсказывающего достижение критических скоростей сначала для сильно связанных электронов – с учётом того, что значения (E_внутр-E_внеш)/E_внутр (см. (5)) для самых внутренних электронов у «тяжёлого» иона значительно меньше, чем у «лёгкого». Но это ещё не всё.

Судьба ускоряемого иона, испытавшего кинематическое освобождение электрона.

Ионы разгоняют на ускорителях линейных, а также циклических, синхротронного типа. В каждой из таких машин ускорение имеет резонансный характер: эффективно и с малыми потерями ускоряются ионы с конкретным отношением заряда к массе. Если у иона это отношение, в процессе ускорения, скачком изменяется, например, из-за изменения числа ионизации, то такой ион вылетает из ускоряющей фазы на линейном ускорителе или покидает пучок в синхротроне – т.е. для дальнейшего ускорения он теряется.

Теперь рассмотрим следующий вопрос. Пусть из источника ионов в резонансный ускоритель инжектированы, скажем, ионы аргона Ar⁴⁺ - у которых отсутствуют по 4 внешних электрона (из 18 у нейтрального атома). Если дело дойдёт до кинематического освобождения электронов, то дальнейшая судьба ионов на ускорителе будет различаться в зависимости от того, какие электроны освобождаются при меньших скоростях – внешние или внутренние. Если в первую очередь освобождаются внешние электроны, то при достижении критической скорости для пятого электрона, критические скорости для четырёх более слабо связанных электронов были бы достигнуты ещё раньше. Поэтому кинематически освобождённый пятый электрон гарантированно не удержался бы в ионе, и отношение заряда к массе у иона изменилось бы – с гарантированным срывом дальнейшего ускорения. Если же в первую очередь освобождаются внутренние электроны, то при освобождении, в нашем случае, восемнадцатого электрона – возможны варианты. Этот электрон тоже может покинуть ион – со срывом его дальнейшего ускорения. Но логично допустить, что более вероятен другой сценарий: восемнадцатый электрон займёт свободное место четвёртого. В результате такой перекомпоновки, отношение заряда к массе у иона, практически, не изменится, и ускорение этого иона может быть продолжено.

Казалось бы, такие перекомпоновки, не срывающие ускорение иона, могли бы происходить до полного заполнения внешних электронных вакансий. Но следует иметь в виду, что энергии связи двух самых внутренних электронов отделены от энергий связи ближайших электронов широкой энергетической щелью – см. Рис.1. После потери самого

Рис.1.

внутреннего электрона, следующую критическую скорость (5) обеспечат энергии связи не второго и третьего изнутри электронов, а – третьего и четвёртого. Аналогично, следует учитывать и остальные энергетические щели, которые разделяют наборы энергий связей электронов в заполненных электронных оболочках. Формально можно говорить о двух скоростях, задающих коридор предельно достижимых скоростей при резонансном ускорении конкретного иона, число ионизации которого означает число изначально отсутствующих внешних электронов. Нижняя из этих скоростей определяется скоростью кинематического освобождения самого внутреннего электрона (см. предыдущий параграф), а верхняя – скоростью очередного кинематического освобождения при условии, что после перекомпоновок, все внешние электронные вакансии оказались заняты. Результирующие расчётные коридоры предельно достижимых скоростей представлены на Рис.2.

Рис.2. Квадратами обозначены экспериментальные значения (см. ниже).

Как можно видеть, при уменьшении атомного номера систематически увеличивается не только нижняя скорость из расчётного коридора предельно достижимых скоростей, но и верхняя. Таким образом, наш подход легко даёт качественное объяснение вышеупомянутого парадокса – насчёт систематического снижения «эффективности ускорения», на одной и той же машине, более тяжёлых ионов.

Но подтверждается ли наша модель количественно?

Что говорит эксперимент.

Мы воспроизводим некоторые экспериментальные данные. Скорости V₁ и V₂ (в долях c), задающие коридор предельно достижимых скоростей для данного типа иона, рассчитывались по формуле (5) – необходимые для этого значения энергий связи брались из [15], а также из базы данных портала NIST [16].

Ссылка	Ион	Атомный номер	Т, МэВ	Т/нуклон, МэВ	Скорость, доли с	V1	V2
[8]	^12С^4+	6		7.0	0.123	0.200	0.537

[17]	^14N^5+	7	105	7.5	0.127	0.172	0.510
	^16O^5+	8	160	10.0	0.147	0.152	0.361
	^16O^6+	8	180	11.3	0.156	0.152	0.612
	^20Ne^6+	10	170	8.5	0.135	0.122	0.346
	^20Ne^7+	10	225	11.3	0.156	0.122	0.354
	^32S^10+	16	230	7.2	0.124	0.077	0.174
	^40Ar^12+	18	288	7.2	0.124	0.069	0.176

[18]	^20Ne^8+	10	448	22.4	0.221	0.122	0.473
[19]	^40Ca^18+	20		6.6	0.119	0.062	0.487
	^58Ni^54+	28		5.3	0.107	0.047	0.359
	^79Br^27+	35		3.9	0.091	0.037	0.174
	^127I^36+	53		2.8	0.077	0.025	0.071
	^150Nd^38+	60		2.4	0.072	0.023	0.056
	^197Au^40+	79		1.9	0.064	0.019	0.032

[20,21]	C^2+	6	14.0	0.174	0.200	0.257
	N^2+	7	12.6	0.165	0.172	0.208
	O^2+	8	8.0	0.131	0.152	0.174
	Ne^3+	10	13.5	0.171	0.122	0.201
	Mg^3+	12	7.9	0.130	0.102	0.189
	P^4+	15	7.4	0.126	0.082	0.117
	Ar^5+	18	8.0	0.131	0.069	0.099
	Ca^5+	20	6.7	0.120	0.062	0.087
	Ti^5+	22	5.5	0.109	0.057	0.077
	V^5+	23	5.5	0.109	0.055	0.073
	Cr^6+	24	6.8	0.121	0.052	0.088
	Mn^6+	25	5.5	0.109	0.050	0.084
	Fe^6+	26	5.3	0.107	0.048	0.080
	Co^7+	27	7.0	0.123	0.048	0.064
	Ni^6+	28	5.3	0.107	0.047	0.073
	Zn^8+	30	6.2	0.115	0.042	0.059
	Ge^8+	32	5.3	0.107	0.040	0.054
	Kr^9+	36	6.0	0.113	0.036	0.041

[22]	^14N^5+	7	12.9	0.167	0.172	0.510
	^16O^6+	8	19.7	0.207	0.152	0.612
	^22Ne^6+	10	6.9	0.122	0.122	0.346
	^24Mg^7+	12	8.0	0.131	0.102	0.226
	^28Si^7+	14	6.4	0.117	0.088	0.187
	^40Ar^9+	18	4.5	0.098	0.069	0.133
	^40Ar^12+	18	12.6	0.165	0.069	0.176
	^48Ca^11+	20	8.3	0.134	0.062	0.134

На основе этих результатов, мы приводим три диаграммы, в которых данные сгруппированы для слабой, средней и сильной ионизации.

Рис.3а,3б,3в. Рядом с экспериментальными точками указаны числа ионизации. Красные линии соединяют верхние и нижние значения коридоров предельно достижимых скоростей для данных типов ионов.

Как можно видеть, лишь при слабой ионизации достигнутые скорости – для ионов с атомными номерами больше 15 – систематически превышают предсказанные нами предельные значения. Но именно в этой области авторы [20,21] работали не на первой гармонике синхротрона, а на более высоких. Если допустить, что принятые ими значения скоростей ионов являются завышенными, соответственно, в два или в три раза, то согласие нашей модели с их скорректированными данными будет значительно лучше.

Обратим внимание: вышеприведённые данные характеризуют область скоростей (или энергий), далёкую от релятивистской, и мы доверяем им больше, чем данным из релятивистской области. Дело в том, что последние могут быть существенно искажены поправками на релятивистский рост энергии (или массы) – которого, судя по косвенным и прямым экспериментальным свидетельствам, нет в реальности (см. обзор [23]). Даже в выражении (1), на основе которого работают синхротроны, релятивистский корень описывает, на наш взгляд, не релятивистский рост массы, а ослабление магнитного воздействия на частицу по мере роста её скорости. Во всяком случае, в пользу модели кинематического освобождения атомарных электронов свидетельствует то, что, для разгона тяжёлых ионов до околосветовых скоростей, используется принудительная глубокая обдирка, которая предотвращает «самопроизвольные» потери ионов из пучка на этапах их резонансного ускорения. Конкретно, на Большом адронном коллайдере в экспериментах с ионами свинца применяется следующая схема. После первого каскада, линейного ускорителя, где ускоряются ионы Pb²⁹⁺ [24], используются «две стадии обдирки: тонкая углеродная фольга на выходе Linac3, дающая ионы с некоторым разбросом чисел ионизации, среди которых ионы Pb⁵⁴⁺ продуцируются с эффективностью ~16%; и алюминиевая фольга в линии PS-SPS, которая даёт пучок полностью ободранных ионов Pb⁸²⁺» [25]. Т.е., на ускорительном комплексе БАКа работают с ионами свинца, имеющими и промежуточные числа ионизации – но лишь на предварительных этапах ускорения, в субрелятивистской области. На главном же кольце, с околосветовыми скоростями движутся голые ядра свинца – об этом имеется множество свидетельств [26-30].

Добавим, что, по логике вышеизложенной теоретической модели, кинематическое освобождение атомарного электрона возможно при наличии у иона, как минимум, двух электронов. Ионам с единственным электроном, например, Ar¹⁷⁺, Pb⁸¹⁺, не грозит срыв резонансного ускорения из-за кинематического освобождения этого последнего электрона, и такие ионы, по-видимому, могут быть разогнаны до околосветовых скоростей, как и голые ядра. К сожалению, нам не удалось найти экспериментальные факты, на основе которых можно подтвердить или опровергнуть этот тезис.

Что касается коллективных методов ускорения ионов – в частности, через ускорение плотного электронного кольца, которое тянет с собой удерживаемое в центре облачко ионов [3,31] – то такие методы нечувствительны к потерям электронов ионами, поскольку здесь ускорение ионов является нерезонансным.

В целом можно сказать, что наша модель кинематического освобождения атомарных электронов находится в согласии с практикой ускорения тяжёлых многозарядных ионов.

Заключение.

Мы не претендуем на роль первооткрывателей феномена кинематического освобождения атомарных электронов – эмпирически, этот феномен проявился, похоже, ещё в середине ХХ века. Но поскольку этот феномен совершенно не укладывается в рамки ортодоксальных представлений, специалисты до сих пор помалкивают о нём.

Мы предложили теоретическую модель этого феномена, которая легко объясняет парадоксальные явления, имеющие место при ускорении тяжёлых многозарядных ионов. Практическая польза нашей модели заключается, на наш взгляд, хотя бы в том, что она позволяет рассчитывать предельно достижимые скорости для ионов того или иного типа – а, значит, и обдирку ионов выполнять на основе расчётов, а не методом эмпирического подбора.

Впрочем, открытое признание феномена кинематического освобождения атомарных электронов сильно ограничило бы полёт теоретических фантазий. В частности, рассказы о фотонных звездолётах – бороздящих космическое пространство с околосветовой скоростью – оказались бы дважды утопией. Ранее мы уже говорили, что утопична сама идея фотонного реактивного двигателя. Ведь, вопреки расхожим представлениям, эксперименты чётко свидетельствуют: свет не переносит импульс [14], поэтому свет не может обеспечить отдачу, порождающую реактивную тягу. Теперь мы добавляем: при скоростях, ещё далёких от околосветовых, из-за кинематического освобождения атомарных электронов звездолёт, а также всё живое на его борту, стали бы превращаться в облако плазмы. А поскольку, как мы постарались показать, в первую очередь должны освобождаться самые внутренние атомарные электроны, то, при торможении «звездолёта», его поджидала бы ещё одна неприятность – каскадные переходы электронов в свободные, самые сильно связанные состояния. Результирующее рентгеновское излучение убило бы на борту всё живое – если бы оно не погибло ещё при разгоне.

Мы говорим это на основе вышеприведённых экспериментальных фактов!

Автор благодарит Ивана, автора сайта http://ivanik3.narod.ru , и участников дискуссии на форуме http://live.cnews.ru - за любезную помощь в доступе к первоисточникам.

Ссылки.

1. Ю.Н.Сушков. Двигатели космических кораблей. «Военное издательство Министерства обороны СССР», М., 1962 .

2. Бурдаков В.П., Данилов Ю.И. Ракеты будущего. «Атомиздат», М., 1980.

3. А.Н.Лебедев, А.В.Шальнов. Основы физики и техники ускорителей. Т.1. «Энергоиздат», М., 1981.

4. То же, Т.3. «Энергоатомиздат», М., 1983.

5. И.М.Капчинский. УФН, 132, 4 (1980) 639.

6. О.А.Вальднер, А.Д.Власов, А.В.Шальнов. Линейные ускорители. «Атомиздат», М., 1969.

7. Статья «Ускорители тяжёлых ионов»: http://femto.com.ua/articles/part_2/4181.html Она же: http://dic.academic.ru/dic.nsf/enc_physics/4989/%D0%A2%D0%AF%D0%96%D0%81%D0%9B%D0%AB%D0%A5

8. A.Goto. Review of high-power cyclotrons for heavy-ion beams. Proc. of CYCLOTRONS 2010, Lanzhou, China, p.9. Available at [9].

9. http://www.jacow.org/index.php?n=Main.ProceedingsAsia

10. D.Dinev. Processes in high-energy heavy-ion acceleration. Физика элементарных частиц и атомного ядра, 40, 2 (2009) 496.

11. G.Frick, V.Chaki, B.Heusch et al. Stripping experiments in carbon foils with heavy ions in the energy range of 0.4-0.9 Mev/A. Available at [9].

12. Y.Yano, A.Goto, T.Katayama. Overview of RIKEN RI beam factory project. Proc. of the 15th International Conference on Cyclotrons and their Applications, Caen, France, p.696. Available at [9].

13. А.А.Гришаев. Феномен сфер непроницаемости в атомах. – Доступна на данном сайте.

14. А.А.Гришаев. Книга «Этот «цифровой» физический мир». М., 2010. – Доступна на данном сайте.

15. К.У.Аллен. Астрофизические величины. «Мир», М., 1977.

16. http://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/ionEnergy.html

17. C.Mallik, G.Pal, P.Y.Nabhiraj et al. Heavy-ion acceleration using 224 cm cyclotron at Kolkata. Proc. of APAC 2004, Gyeongju. Korea. p. 64. Available at [9].

18. R.A.Gough, D.J.Clark, L.R.Glasgow. Recent developments in high charge state heavy ions beams at the LBL 88-inch cyclotron. Proc. of 8th International Conference on Cyclotrons and their Applications, Bloomington, Indiana, USA, p. 2164. Available at [9].

19. D.K.Olsen, G.D.Alton, S.Datz et al. The HISTRAP proposal: heavy ions storage ring for atomic physics. Proc. of the 11th International Conference on Cyclotrons and their Applications, Tokyo, Japan, p.134. Available at [9].

20. R.Ts.Oganessian. Heavy-ion cyclotrons development in JINR. Proc. of the 11th International Conference on Cyclotrons and their Applications, Tokyo, Japan, p.566. Available at [9].

21. Yu.Ts.Oganessian, G.G.Gulbekyan, B.N.Gikal et al. The recent status and perspectives of development of the JINR laboratory of nuclear reactions heavy ions accelerators. Proc. of the 10th International Conference on Cyclotrons and their Applications, East Lansing, Michigan, USA, p.317. Available at [9].

22. C.M.Lyneis. Operational performance of the LBL 88-inch cyclotron with an ECR source. Proc. of the 11th International Conference on Cyclotrons and their Applications, Tokyo, Japan, p.707. Available at [9].

23. А.А.Гришаев. Линейный ускоритель: очевидные свидетельства об отсутствии релятивистского роста энергии. – Доступна на данном сайте.

24. D.Manglunki, M.E.Angoletta, P.Baudrenghien, et al. Ions for LHC: performance of the injector chain. Proceedings of IPAC2011, San Sebastian, Spain. Available at [9].

25. http://www.staff.uni-mainz.de/othegrav/Atlas/Atlas-CERN/lhcDesignReport/LHC_DRV3/Vol_3_Chapter_33_v4.pdf

26. http://www.ipac2011.org/pre_press/TUPZ007.PDF

27. http://www.researchgate.net/publication/258097545_Measurements_of_heavy_ion_beam_losses_from_collimation

28. http://www.ep.ph.bham.ac.uk/exp/LHeC/papers/ICFA-Newsletter58.pdf

29. http://www.citeulike.org/user/vschoefer/article/7795951

30. http://lss.fnal.gov/archive/2009/pub/fermilab-pub-09-367-td.pdf

31. В.П.Саранцев, Э.А.Перельштейн. Развитие коллективных методов ускорения ионов в ОИЯИ. - http://wwwinfo.jinr.ru/publish/Books/veksler/19.pdf

Источник: http://newfiz.info

Поступило на сайт: 29 июня 2014.