27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 2

Podobne dokumenty
Elektryczny moment dipolowy neutronu

II.6 Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym

Metody rezonansowe. Magnetyczny rezonans jądrowy Magnetometr protonowy

Właściwości chemiczne i fizyczne pierwiastków powtarzają się w pewnym cyklu (zebrane w grupy 2, 8, 8, 18, 18, 32 pierwiastków).

Symetrie. D. Kiełczewska, wykład9

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 2, Mateusz Winkowski, Jan Szczepanek

Spin jądra atomowego. Podstawy fizyki jądrowej - B.Kamys 1

Magnetyczny Rezonans Jądrowy (NMR)

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 2, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek

Atomy mają moment pędu

II.4 Kwantowy moment pędu i kwantowy moment magnetyczny w modelu wektorowym

2008/2009. Seweryn Kowalski IVp IF pok.424

Metamorfozy neutrin. Katarzyna Grzelak. Sympozjum IFD Zakład Czastek i Oddziaływań Fundamentalnych IFD UW. K.Grzelak (UW ZCiOF) 1 / 23

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

JÜLICH ELECTRIC DIPOLE INVESTIGATIONS MEASUREMENT WITH STORAGE RING

Atomowa budowa materii

Plan Zajęć. Ćwiczenia rachunkowe

WYKŁAD Prawdopodobieństwo procesów dla bardzo dużych energii, konieczność istnienia cząstki Higgsa

Symetrie. D. Kiełczewska, wykład 5 1

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Fizyka 3. Konsultacje: p. 329, Mechatronika

Skad się bierze masa Festiwal Nauki, Wydział Fizyki U.W. 25 września 2005 A.F.Żarnecki p.1/39

Symetrie. D. Kiełczewska, wykład 5 1

II.5 Sprzężenie spin-orbita - oddziaływanie orbitalnych i spinowych momentów magnetycznych

Oddziaływania fundamentalne

Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym i elektrycznym

Mechanika kwantowa. Jak opisać atom wodoru? Jak opisać inne cząsteczki?

Stara i nowa teoria kwantowa

Moment pędu fali elektromagnetycznej

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Początek XX wieku. Dualizm korpuskularno - falowy

Ciało doskonale czarne absorbuje całkowicie padające promieniowanie. Parametry promieniowania ciała doskonale czarnego zależą tylko jego temperatury.

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki

Efekt Comptona. Efektem Comptona nazywamy zmianę długości fali elektromagnetycznej w wyniku rozpraszania jej na swobodnych elektronach

Salam,Weinberg (W/Z) t Hooft, Veltman 1999 (renomalizowalność( renomalizowalność)

Optyka. Wykład V Krzysztof Golec-Biernat. Fale elektromagnetyczne. Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017

NMR (MAGNETYCZNY REZONANS JĄDROWY) dr Marcin Lipowczan

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Fizyka do przodu w zderzeniach proton-proton

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Spis treści. Przedmowa PRZESTRZEŃ I CZAS W FIZYCE NEWTONOWSKIEJ ORAZ SZCZEGÓLNEJ TEORII. 1 Grawitacja 3. 2 Geometria jako fizyka 14

Podstawy informatyki kwantowej

Pole elektromagnetyczne. Równania Maxwella

Informatyka kwantowa i jej fizyczne podstawy Rezonans spinowy, bramki dwu-kubitowe

Jądra o wysokich energiach wzbudzenia

Badanie Gigantycznego Rezonansu Dipolowego wzbudzanego w zderzeniach ciężkich jonów.

obrotów. Funkcje falowe cząstki ze spinem - spinory. Wykład II.3 29 Pierwsza konwencja Condona-Shortley a

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE

Reakcje jądrowe. X 1 + X 2 Y 1 + Y b 1 + b 2

Wstęp do Modelu Standardowego

Mechanika kwantowa. Jak opisać atom wodoru? Jak opisać inne cząsteczki?

WSTĘP DO FIZYKI CZĄSTEK. Julia Hoffman (NCU)

Doświadczenie Sterna-Gerlacha

Rysunek 1: Schemat doświadczenia Sterna-Gerlacha. Rysunek 2: Schemat doświadczenia Sterna-Gerlacha w różnych rzutach przestrzennych.

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki

Podczerwień bliska: cm -1 (0,7-2,5 µm) Podczerwień właściwa: cm -1 (2,5-14,3 µm) Podczerwień daleka: cm -1 (14,3-50 µm)

Statystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki

Oddziaływanie atomu z kwantowym polem E-M: C.D.

I. PROMIENIOWANIE CIEPLNE

1.6. Ruch po okręgu. ω =

WYKŁAD 15. Gęstość stanów Zastosowanie: oscylatory kwantowe (ª bosony bezmasowe) Formalizm dla nieoddziaływujących cząstek Bosego lub Fermiego

Fizyka cząstek elementarnych i oddziaływań podstawowych

interpretacje mechaniki kwantowej fotony i splątanie

Spektroskopia magnetyczna

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Fizyka wykład dla studentów kierunku Informatyka Wydział Automatyki, Elektroniki i Informatyki Politechniki Śląskiej

24 Spin i efekty relatywistyczne

Wykład 6: Reprezentacja informacji w układzie optycznym; układy liniowe w optyce; podstawy teorii dyfrakcji

Fizyka kwantowa. promieniowanie termiczne zjawisko fotoelektryczne. efekt Comptona dualizm korpuskularno-falowy. kwantyzacja światła

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Cząstki elementarne. Składnikami materii są leptony, mezony i bariony. Leptony są niepodzielne. Mezony i bariony składają się z kwarków.

LASERY I ICH ZASTOSOWANIE W MEDYCYNIE

cz. 1. dr inż. Zbigniew Szklarski

Elementy Fizyki Jądrowej. Wykład 3 Promieniotwórczość naturalna

Atom ze spinem i jądrem

Promieniowanie jonizujące

Wstęp do fizyki cząstek elementarnych

Atom wodoru w mechanice kwantowej. Równanie Schrödingera

SPEKTROSKOPIA NMR. No. 0

Wykład 6: Reprezentacja informacji w układzie optycznym; układy liniowe w optyce; podstawy teorii dyfrakcji

Techniki Jądrowe w Diagnostyce i Terapii Medycznej

Fizyka 3. Konsultacje: p. 329, Mechatronika

Ćwiczenie 10 Badanie protonowego rezonansu magnetycznego

Mechanika. Fizyka I (B+C) Wykład I: dr hab. Aleksander Filip Żarnecki Zakład Czastek i Oddziaływań Fundamentalnych Instytut Fizyki Doświadczalnej

Podstawy fizyki kwantowej

Wszechświat Cząstek Elementarnych dla Humanistów Ciemna Strona Wszechświata

Oddziaływania elektrosłabe

Podstawy Fizyki Jądrowej

Cząstki elementarne i ich oddziaływania III

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

LHC: program fizyczny

fotony i splątanie Jacek Matulewski Karolina Słowik Jarosław Zaremba Jacek Jurkowski MECHANIKA KWANTOWA DLA NIEFIZYKÓW

Tak określił mechanikę kwantową laureat nagrody Nobla Ryszard Feynman ( ) mechanika kwantowa opisuje naturę w sposób prawdziwy, jako absurd.

Zadania z mechaniki kwantowej

Wykład FIZYKA II. 5. Magnetyzm. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak

Wykład FIZYKA II. 3. Magnetostatyka. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak

LHC i po co nam On. Piotr Traczyk CERN

Transkrypt:

Test niezmienniczości Lorentza przy pomocy ultra zimnych neutronów Kazimierz Bodek Instytut Fizyki im. Mariana Smoluchowskiego Uniwersytet Jagielloński

Abstrakt W referacie omówiony będzie eksperyment, w którym porównano pomiary czasu wykonywane przy pomocy dwóch zegarów: atomowego, wykorzystującego y atomy 199 Hg oraz zegara opartego o ultra zimne neutrony. Poszukiwano dobowej modulacji sygnału, która świadczyłaby o istnieniu kosmicznej anizotropii łamiącej niezmienniczość Lorentza. Otrzymano pierwsze bezpośrednie ograniczenie na wielkość takich egzotycznych efektów dla swobodnych neutronów oraz określono górną granicę na wartość grawitacyjnego momentu dipolowego neutronu w jego oddziaływaniu ze Słońcem. 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 2

Plan Dlaczego badać ć swobodny neutron? Neutron a fundamentalne zagadnienia fizyki Niezmienniczość Lorentza i symetrie dyskretne C, P, T Sprzężenie spinu i grawitacji Elektryczny moment dipolowy (EDM) neutronu Eksperymenty porównujące wskazania zegarów Zegary oparte na precesji spinu UCN i atomów 199 Hg Poszukiwanie modulacji dobowych w stosunku częstości precesji Wyniki Podsumowanie i perspektywy 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 3

Dlaczego badać swobodny neutron? Główny cel fizyki cząstek elementarnych: stworzyć spójny obraz fundamentalnych oddziaływań w Naturze Front wysokich energii: Operuje w skali TeV (10 12 ev) badania drugiej (s, c, µ, ν µ ) i trzeciej (b, t, τ, ν τ ) rodziny cząstek Front niskich energii (neutrony, atomy): Operuje w skali nev (10-9 ev) badania pierwszej (u, d, e, ν e ) rodziny cząstek Osiągana czułość może budzić respekt: Energia: E/E 10-11 10-13 ( E 10-21 10-23 ev) Pęd: p/p 10-10 10-11 Polaryzacja spinowa: s/s 10-7 Fundamentalna fizyka neutronu dostarcza ponad 20 obserwabli bogatych w informacje trudno dostępne (lub w ogóle niedostępne) w innych sektorach fizyki cząstek 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 4

Neutron a fizyka oddziaływań elementarnych Rozpad beta czas życia korelacje kierunkowe Unitarność CKM, nukleogeneza Elektryczny Moment Dipolowy Badanie symetrii T-CP ( okno na fizykę poza MS) Oscylacje n-n bar Niezachowanie liczby barionowej Oscylacje n-n n (neutron neutron lustrzany) Mieszanie stanów materii zwykłej z hipotetyczną materią lustrzaną Interferometria neutronowa Faza topologiczna Berry ego Stany ściśnięte (Aharonov-Bohm, Aharonov-Cashier) Neutrony a grawitacja Skwantowane stany energii neutronu w polu grawitacyjnym Ziemi Dodatkowe wymiary Sprzężenie spin-grawitacja 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 5

Łamanie symetrii Lorentza Symetria Lorentza jest fundamentalną właściwością opisu przyrody zarówno w sektorze cząstek elementarnych (SM), jak i w Ogólnej Teorii Względności (GR) SM i GR są (prawdopodobnie!) uproszczeniami w granicy niskich energii fundamentalnej Teorii Wszystkiego (TW) obowiązującej w skali Plancka SM i GR są lorenzowsko niezmiennicze (LI) Nawet jeśli TW jest również LI, to mechanizm spontanicznego łamania symetrii może prowadzić do mierzalnych odstępstw od SM i GR W praktyce oznacza to, że Wszechświat wypełnia (dodatkowo) pole b (cosmic anizotropy field), z którym sprzęga się spin V = σ b 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 6

Łamanie symetrii Lorentza Może on być wykryty jako zaburzenie precesji wirujących ciał n spin up 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 7

Łamanie symetrii CPT C,P,T w grawitacji Istnieje szereg rozszerzeń SM łamiących LI oraz CPT [D. Colladay, V.A. Kostelecky, PRD 55, 6750 (1997); V.A. Kostelecky, R. Potting, PRD 51, 3923 (1995)] OBSERWACJA: : imsłabsze oddziaływanie, tym więcej łamanych jest symetrii dyskretnych [J. Leitner, S. Okubo, PR 136, B1542 (1964)] WNIOSEK: : w oddziaływaniu grawitacyjnym (na poziomie kwantowym) powinny być łamane dyskretne symetrie związane z operatorami P, C, T lub ich kombinacjami Np., żeby wykryć naruszenie symetrii należy użyć odpowiedniej obserwabli: P pseudoskalar, T nieparzysta funkcja operatorów spinu i pędu W najniższym rzędzie, w 2-ciałowym ł potencjale grawitacyjnym powinny się znaleźć człony: ( ) =, ( σ ± σ ) r ( ), ( σ σ ) r ( ) U r Gmm r U r U r 0 1 2 1 2 1 1 2 2 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 8

Łamanie symetrii CPTw C,P,T grawitacji Dla cząstek elementarnych Gm 1 m 2 jest dramatycznie mały, więc m 2 M (masa Ziemi, Słońca, etc.) r wektor jednostkowy od m 1 do środka ciała o masie M Na powierzchni i Ziemi i r = R ( ) [ 1 σ r] U R = U + A + c 0 ˆ Najogólniejsza postać potencjału grawitacyjnego, który nie zachowuje C, P i T [parametryzacja Hari Dass, PRL 36, 393 (1976)] GM σ r GM σ v GM r v = α1 + α 3 2 + α 2 3 µ 2 c r c r c r ( ) 1 1 U R Rozszczepienie i poziomu energetycznego cząstki (i przejścia) w polu grawitacyjnym w zależności od orientacji spinu Zaburzenie precesji Larmora spinu cząstek w rytmie dobowym 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 9

Łamanie symetrii Lorentza i CPT C,P,T w grawitacji Spodziewane odstępstwa są bardzo małe (na poziomie 10 należy użyć najdokładniejszych metod 10-20 ev) 20 ev Najdokładniej umiemy mierzyć częstotliwość: f/f 10-16 (rekord!) WNIOSEK: : porównanie wskazań różnych ale współmiejscowych (co-location)) zegarów zmieniających w kontrolowany sposób swoją orientację w przestrzeni Najdokładniejsze zegary wykorzystują sygnały elektromagnetyczne związane z przejściami Zeemana i struktury nadsubtelnej. 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 10

EDM cząstek elementarnych Niezdegenerowana cząstka o spinie ½: Hamiltoniany dla oddziaływań z polami magnetycznym i elektrycznym: H = µ B= µ σ B H = d E= d σ E M E d jest T-nieparzyste i P-nieparzyste d 0 T jest łamane i CP jest łamane (poprzez twierdzenie CPT) Przewidywania SM dla d : d e 40 31 10 e cm dn 10 e cm EDM jest idealnym narzędziem do poszukiwania źródeł łamania T i CP, które nie mieszczą się w SM 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 11

EDM neutronu Obecna granica: d 26 n < 3 10 e cm P.G.Harris et al., PRL82(1999)804 C.A.Baker et al., PRL97(2006)0609055 Antycypowana czułość w nowych projektach: E n = d n σ E d e n 28 2 10 cm 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 12

Pomiar EDM neutronu E B ν 0 +δν + d 35 nm Zmierzyć rozszczepienie poziomów energii dla pól B, E zorientowanych równolegle i antyrównolegle E B ε = 2µ B = hν ε + n 0 + ε = ε ε = 4dnE0 ε + = h( ν ν ) = 2hδν ν 0 δν d = 2 10 e cm, E = 15 kv/cm 28 n 0 ε = 23 1.2 10 ev 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 13

Pomiar EDM neutronu RAL-Sussex Sussex-ILL 199 H g n Współmiejscowe zegary: o UCN w komorze z kwarcu (w próżni) o Magnetometr t 199 Hg w tej samej komorze, co UCN o O jednym z nich ( 199 Hg) ) wiemy z niezależnego źródła, że jest nieczuły na poszukiwany efekt Obecnie najlepszy rezultat: dn < 26 2.9 10 e cm C.A.Baker et al., PRL 97 (2006) 0609055 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 14

Pomiar EDM neutronu Metoda Ramsey a rozdzielonych pól oscylujących Prawdopodobieństwo przejścia pomiędzy ę yp poziomami Zeemana: Dla T >> τ : W ( ω ω T δ ) 0,, cos ( ) ω ω δ 2 0 T 2 Analogia do dyfrakcji na dwóch szczelinach 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 15

Magnetometr 199 Hg Wykorzystuje precesję Larmora spolaryzowanych (przez pompowanie optyczne) atomów 199 Hg (spin=1/2 1/2) UCN Hg B E Reading light beam 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 16

Magnetometr 199 Hg Sygnał: : zależna od kierunku spinu absorpcja rezonansowa spolaryzowanego kołowo ł światła i z lampy 204 Hg 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 17

Magnetometry Cs kontrola efektów systematycznych t Spin (polarization) Frequency (B = 1 µt Accuracy Neutron 199 Hg Neutron Nuclear Cs Electronic 30 Hz 8 Hz 3.5 KHz 1pT 100 ft 10 ft Kontrola gradientów pola magnetycznego HV B A ~ 47 cm Storage volume UCN valve D C ~ 40 cm 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 18

Pomiar Aby zminimalizować efekt fluktuacji pola magnetycznego mierzymy stosunek średniej d i j częstości ś precesji spinów neutronu i atomów 199 Hg γ B γ B n Hg R fn fhg = = γ n γ Hg 2π 2π Poszukujemy harmonicznej modulacji stosunku R (T doba gwiazdowa = 23h 56 04 ) δr pochodzi od składowej pola b równoległej do osi obrotu Ziemi Natomiast (Grenoble) 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 19

Pomiar Efekt uboczny pochodzi od konspiracji przesunięcia środków ciężkości ś i rozkładów gęstości ś neutronów i atomów 199 Hg z (h h = 2.8 mm) ) z gradientem pola B,, który może się zmieniać w rytmie dobowym HV Gradient był monitorowany przez magnetometry Cs (< 20 pt/m /m) mmagnetometry Amplituda dobowych modulacji od tego efektu: <2 10-7 ~ 47 cm B Storage volume UCN valve D A C ~ 40 cm 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 20

Dobowe modulacje sygnału f = 1/12 h -1 f = 1/24 h -1 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 21

Analiza Analiza poziomów ufności (porównanie z hipotezą zerową) Poziom ufności dla hipotezy (A, A,ϕ), gdzie rozkłady prawdopodobieństwa ρ (dla obu hipotez) obliczono metodą Monte Carlo, wynosi: Wynik: 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 22

Porównanie z innymi wynikami 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 23

Grawitacyjny moment dipolowy Można interpretować, jako ograniczenie na grawitacyjny moment dipolowy neutronu (w oddziaływaniu neutronu ze Słońcem, T średnia doba słoneczna) GM σ r GM σ v GM r v = α1 + α 3 2 + α 2 3 µ 2 c r c r c r ( ) 1 1 U R Zaniedbując inklinację Ziemi względem ekliptyki (efekt 5%) otrzymujemy: 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 24

Grawitacyjny moment dipolowy Mocniejsze ograniczenie można otrzymać obserwując oddziaływanie neutronu z Ziemią (nie będzie tym razem modulacji) Porównamy stosunki R mierzone dla pola B do góry i w dół z danych, w których odjęto efekt gradientu pola ( B/ z = 0) O rząd wielkości mocniejsze ograniczenie otrzymano w eksperymencie porównującym częstości precesji atomów 199 Hg i 201 Hg,, ale dla neutronów związanych w jądrach 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 25

27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 26

Podsumowanie i perspektywy Precyzyjna aparatura do pomiaru EDM neutronu okazuje się (nieoczekiwanie) przydatna do badania egzotycznych zagadnień: Sprzężenie spinu z grawitacją Poszukiwanie materii lustrzanej Nowe wyniki z kilku wykonywanych i planowanych eksperymentów są oczekiwane w niedalekiej przyszłości 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 27

27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 28

Backup slides 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 29

Neutrony: zimne (CN) i ultra-zimne (UCN) CN: CN CN Ekin 5meV, v 1km/s mogą być przechowywane w E < V µ B + mgh UCN mogą być przechowywane w pułapkach, jeśli: kin F n V F = 2π V F pseudo-potentiał Fermiego, bn b długość rozpraszania, m N gęstość materiału ścianek V F (Be) F E kin = 252 nev, kin µ n B(1 T) E kin = 60 nev, mgh(1 m) E kin = 100 nev v UCN <8 m/s, T UCN < 4 mk, λ UCN > 50 nm 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 30

Neutrony ultra-zimne (UCN UCN) UCN produkuje się spowalniając CN: Przy pomocy pola grawitacyjnego Ziemi i mechanicznych turbin W procesie super-termalnym w zestalonym deuterze i nadciekłym helu 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 31

Grenoble, F CN, UCN Facilities N, R-correlations SINQ: : Cold Neutrons nedm phase I Reactor: Villigen, CH Ultra-Cold Neutrons (10 40 cm - 3 ) nedm phase II, III Pulsed Spal. Source: Ultra-Cold Neutrons (1000 2000 cm - 3 ) 27 listopada 2009 K. Bodek, Seminarium w Zakładzie Fizyki Doświadczalnej UW 32