Kapitola 4
Objevy základních částic

Podívejme se nyní na objevy některých částic. Je poučné sledovat, jak se experimentátoři důmyslně vypořádali s různými obtížemi, danými především omezenými technickými možnostmi.

Objev elektronu J. J. Thomsonem (1897) a objev atomového jádra E. Rutherfordem v rozptylovém experimentu (1912) jsou dobře popsané v jiné literatuře (např. [5, 3]), zde se proto soustředíme na další milníky částicové fyziky.

4.1 Objev neutronu

Začátkem 30. let 20. století W. Bothe, H. Becker a také I. Curie a F. Joliot bombardovali beryliový terč částicemi alfa. Přitom pozorovali pronikavé neutrální záření (n):

4He2 + 9Be4 → 12C6 + n
(4.1)

I. Curie a F. Joliot navíc prokázali, že toto neutrální záření uvolňuje z parafínu jádra vodíku (protony). Pozorovaný jev tehdy chybně přisoudili odrazu γ-záření na protonech.

Vysvětlení přinesl J. Chadwick v roce 1932, který také studoval reakci (4.1), přičemž sledoval pružný rozptyl neutrálního záření v různých materiálech pomocí tehdy nedávno vynalezené mlžné komory. Studovanými materiály byly mimo jiné parafín, umístěný před komorou, a jádra dusíku (součást náplně komory), šlo tedy o interakce:

pict

Maximální rychlost odražených protonů v reakci (4.2a) byla určena vpmax 3 × 107 m/s, zatímco maximální kinetická energie odraženého jádra dusíku v reakci (4.2b) činila TNmax 1,2 MeV.

Chadwick správně usoudil, že neznámá elektricky neutrální částice má hmotu velmi blízkou hmotě protonu. Podívejme se blíže na jeho argumenty:

  1. Neutrální částice nemůže být foton. Abychom totiž mohli pozorovat odražené protony v reakci (4.2a) s uvedenou maximální rychlostí, musela by energie fotonu být téměř 50 MeV. Uvědomme si, že tehdy známé energie fotonů pocházely z měření γ-přechodů v jádrech, největší známé energie fotonů dosahovaly přibližně 4 MeV (přechod v jádře 90Sr).
  2. Kdyby se skutečně jednalo o foton s energií 50 MeV, dostali bychom maximální energii odraženého jádra dusíku přibližně 360 keV, což neodpovídá pozorování (1,2 MeV).
  3. Vstupuje-li do reakce (4.2b) neutrální částice s hmotou stejnou jako proton, hodnota maximální kinetické energie odraženého jádra dusíku vyjde ve shodě s pozorováním.

V reakci (4.1) vzniká tedy neutrální částice s hmotou přibližně stejnou jako má proton. Tuto částici (n) nazval Chadwick neutron [6].

4.2 Elektronové neutrino

Existence elektronového (anti)neutrina byla postulována v roce 1930. Wolfgang Pauli se tak snažil vysvětlit známý experimentální fakt, totiž že elektrony z β-rozpadu mají spojité spektrum. To znamená, že musí jít (alespoň) o tříčásticový rozpad.

Kromě toho je zavedení neutrina nutné k zachování momentu hybnosti např. v rozpadu neutronu

n → p + e− + (¯ν)
               e
(4.3)

Pokud by v koncovém stavu byly jen dva fermiony (proton a elektron), nemohl by se zachovat celkový moment hybnosti. Bude-li vznikat i do té doby nepozorovaná neutrální částice se spinem 12, může mít elektron spojité energetické spektrum (půjde tedy o rozpad 1 3) a zároveň se zachová moment hybnosti.

Dodejme zde, že existence neutrina, resp. antineutrina, byla přímo experimentálně potvrzena až v roce 1956, viz kapitolka 10.1.

4.3 Objev pozitronu

V létě roku 1932 fotografoval C. D. Anderson stopy částic kosmického záření ve Wilsonově komoře. Komora byla umístěna v magnetickém poli o indukci B = 1,5 T a byla v ní umístěna olověná destička. Fotografie jednoho z pozorovaných případů je zobrazena na obr. 4.1.

Z naměřených údajů vyplynulo, že se jedná o kladně nabitou lehkou částici s hmotou odpovídající hmotě elektronu, viz příklad 4.2. Rozhodně se nemohlo jednat o proton. Proton s naměřenou počáteční hybností by se musel zastavit v olověné destičce, navíc délka jeho dráhy v komoře by musela být díky velkým ionizačním ztrátám alespoň 10× kratší, než bylo naměřeno. Stejně tak se nemohlo jednat o částici s hmotou me < M < mp, viz příklad 4.3. Jednalo se tedy o novou částici, která dostala jméno pozitron [7].

Připomeňme, že existence pozitronu jakožto antičástice elektronu byla předpovězena teoreticky jako jedno z řešení Diracovy rovnice.

PIC

Obrázek 4.1:Fotografie jedné pozorované stopy v experimentu [7]. Zakřivení dráhy částice bylo změřeno před i po průchodu olověnou destičkou tloušťky 6 mm.

4.4 Objev mionu

Mion byl poprvé pozorován v roce 1937 C. D. Andersonem a S. H. Neddermayerem, kteří měřili stopy částic kosmického záření v mlžné komoře umístěné v magnetickém poli. V této komoře měli navíc umístěn absorbátor v podobě platinové destičky. Byly pozorovány dva typy částic:

  1. částice, jejichž ztráty byly úměrné jejich energii, a které navíc byly doprovázené sprškami částic. Tyto částice byly identifikovány jako elektrony a pozitrony.
  2. pronikavé částice, které v platinové destičce ztratily jen malou část své energie a nebyly doprovázeny žádnými sprškami. Muselo se tedy jednat o částice mnohem těžší než elektron, avšak lehčí než proton.1 Částice proto dostaly název mezony, nyní jim říkáme miony (μ).2

Přesnější měření provedli v témže roce Street a Stevenson [8], kteří měřili současně ionizační ztráty a hybnost částic v kosmickém záření. Schéma experimentálního uspořádání je na obr. 4.2. Aparatura sestávala z Geigerových-Müllerových (GM) čítačů 1, 2, 3 zapojených v koincidenci a GM čítače 4 zapojeného v anti-koincidenci. Detekované částice tedy projdou olověným absorbátorem až do mlžné komory, kde se zastaví nebo rozpadnou. Mlžná komora je umístěna v magnetickém poli o indukci B = 0,35 T kvůli měření hybnosti.

Z Betheho-Blochovy formule (3.1) vyplývá, že ionizační ztráty jsou jen velmi málo závislé na rychlosti částice, s výjimkou malých energií, kde platí

  dE     1
−---- ∝ -2-
 ρdx    β
(4.4)

Ve zmíněném experimentu se proto snažili určit ionizaci a hybnost částice těsně před jejím zastavením. Street a Stevenson pozorovali dva rozdílné druhy případů, viz příklad 4.4. Po zpracování svých měření odhadli hmotu mionu mμ 130 MeV s chybou měření přibližně 25%.

PIC

Obrázek 4.2:Schéma experimentu, kde byl pozorován mion [8]. Geigerovy-Müllerovy čítače 1–4 sloužily k výběru případů. Vlastní měření ionizace a hybnosti nabitých částic byla prováděna ve Wilsonově mlžná komoře C, jež byla umístěna v magnetickém poli.

4.5 Mezony π (piony)

V roce 1934 navrhl japonský teoretik H. Yukawa způsob, jak popsat jaderné síly mezi nukleony (protony, neutrony). Protože v atomovém jádře jsou vázány i kladně nabité protony, musí jaderné síly převážit odpudivou coulombickou interakci mezi nimi. Na velkých vzdálenostech však tyto síly musí být zanedbatelné vůči elektromagnetickým silám, neboť např. vazby mezi atomy v molekulách jsou plně vysvětlitelné pomocí elektromagnetické interakce. Tyto podmínky lze splnit zavedením výměny těžkých částic, tj. tvarem potenciální energie mezi dvěma nukleony:

                                r
V (r) = − αj ℏc-e− mℏrc = − αj ℏc-e−r0,
            r              r
(4.5)

kde m je hmota výměnné částice, r0 = c∕m pak označujeme jako dosah částice a αj α = 1137. Z požadavku na velikost dosahu jaderných sil r0 1 fm plyne pro hmotu výměnné Yukawovy částice

m =  -ℏc--≈ 200 MeV
     1 fm
(4.6)

Dále bylo ukázáno, jak by se tyto Yukawovy částice měly chovat při průchodu prostředím:

Po objevu mionu (viz kapitolka 4.4) se spekulovalo, že jde právě o hledanou Yukawovu částici. Skutečně bylo pozorováno, že kladně nabité miony se v látce rozpadají v souladu s předpověďmi pro Yukawovu částici. Záporné miony se ovšem chovaly jinak – v železe se částečně absorbovaly, ale v uhlíku nikoli. Z těchto skutečností vyplynulo, že mion nemůže být hledanou Yukawovou částicí. Tyto hypotézy se dočkaly experimentálního potvrzení až v roce 1947, kdy byly pozorovány dva různé mezony mion a pion – viz oddíl 4.5.1. Nakonec byla objevena i neutrální Yukawova částice – mezon π0 – viz oddíl 4.5.2.

4.5.1 Objev nabitých pionů

V roce 1947 byly poprvé současně pozorovány dva různé mezony (π, μ) [9]. Experiment byl založen pouze na měření ionizace v jaderných emulzích, tedy bez použití magnetického pole. Emulze byly exponovány ve velkých nadmořských výškách (Pic du Midi v Pyrenejích, 2800 m; bolivijské Andy, 5500 m). Celkem bylo naměřeno 11 snímků postupných rozpadů π μ e, jak je znázorněno na obr. 4.3. Emulze byly tak citlivé, aby v nich byly zaznamenány i stopy elektronů. Ze zmíněných částic jsou totiž elektrony nejméně ionizující díky svým relativistickým energiím.

PIC

Obrázek 4.3:Fotografie čtyř postupných rozpadů π μ ee+ pozorovaných v jaderných emulzích v experimentu [9]. Všimněme si, že dráhy mionů jsou ve všech případech stejně dlouhé. Piony se totiž rozpadají prakticky z klidu, počáteční hybnost mionů je tedy vždy stejná (30 MeV), neboť jde o dvoučásticový rozpad.

Mion byl v té době již znám (viz kapitolka 4.4), k určení hmoty pionu tedy v principu stačí změřit poměr mπ∕mμ. V tomto experimentu byly využity údaje z doletu jednotlivých částic. Poměr doletu a hmoty částice R∕m záleží jen na rychlosti částice (viz vztah (3.12) a příklad 3.4). Mají-li obě částice stejnou rychlost, platí jednoduchý vztah:

Rπ   m π
R--= m--
 μ     μ
(4.7)

Ve zmíněném experimentu byly vybírány takové případy, kdy byla v emulzích vidět celá dráha mionu (od jeho narození až po zastavení a rozpad) a současně dráha pionu byla dostatečně dlouhá, aby obsahovala bod se stejnou hustotou ionizace (a tedy stejnou rychlostí) jako měl mion na začátku své dráhy. Od tohoto bodu byl měřen dolet pionu, dolet mionu byl dán jeho celkovou dráhou. V uvedeném experimentu bylo určeno mπ∕mμ 1,3, což je ve velmi dobré shodě se současnými hodnotami [1]. Za zmínku stojí, že za vývoj detekční metody pomocí jaderných emulzí a objevy mezonů obdržel C. F. Powell Nobelovu cenu za fyziku v roce 1950.

Přesnější měření hmoty nabitého pionu provedli W. K. H. Panofsky, R. L. Aamodt a J. Hadley v roce 1950 [10]. Záporně nabité piony, získané bombardováním wolframového terčíku protonovým svazkem, byly absorbovány ve vodíkovém terči. Piony se při nízkých energiích zachytávaly na K-orbitě vodíkových atomů a interagovaly tak z klidu s jádry vodíku (protony), což vedlo mj. k reakci

π− + p → n + γ
(4.8)

V reakci byl pozorován monoenergetický pík fotonů, odpovídající hmotě pionu

m  − = (140,6± 1,3) MeV
  π

Dnes je hmota π známa s přesností 0,18 keV a je určena ze spekter tzv. π-mezoatomů, tj. atomů, v nichž je elektron „nahrazen“ π.

4.5.2 Objev neutrálního pionu

Zatímco nabité piony π+, π byly pozorovány v kosmickém záření, existence částice π0 byla prokázána až v éře urychlovačů. Důvod je nasnadě – zatímco nabité piony se rozpadají slabě, neutrální pion se rozpadá elektromagneticky

π0 → γ + γ
(4.9)

Díky tomu má o více než 8 řádů kratší dobu života – (π0) = 25 nm, zatímco (π+) = 7,8 m [1].

Částice π0 byla poprvé pozorována roku 1949 v reakci

                 0
p + p → p + p + π
(4.10)

Základní uspořádání experimentu ukazuje obr. 4.4. Protony urychlené v cyklotronu na příslušnou energii bombardovaly protony v uhlíkovém, případně beryliovém terči. Při dostatečné energii v CMS (viz příklad 4.6) může dojít k reakci (4.10). Vzniklý neutrální pion se prakticky okamžitě rozpadá na dva fotony, viz rozpad (4.9). V experimentu byl detekován vždy jeden z těchto fotonů a byla změřena jeho energie. Ze spektra energií těchto fotonů pak můžeme vyvodit, že došlo k reakci (4.10).

PIC

Obrázek 4.4:Schéma experimentu, ve kterém byl poprvé pozorován neutrální pion [11]. V cyklotronu jsou urychlovány protony, při dosažení požadované energie zasáhnou uhlíkový či beryliový terč. Fotony z rozpadu (4.9) jsou detekovány v tzv. párovém detektoru fotonů, který měří energii elektronů a pozitronů vzniklých konverzí fotonů na tenké tantalové destičce umístěné na začátku tohoto detektoru.

Vzniká-li neutrální pion s konstantní energií Eπ0, je energie dceřiných fotonů z rozpadu (4.9) rozdělena rovnoměrně (viz příklad 4.7). Vzhledem k tomu, že ve finálním stavu reakce (4.10) je více částic, má energie π0 jisté rozdělení. Je-li ale relativistický faktor γ malý (tj. γ 1), budou mít všechna rozdělení energie fotonu Eγ z následného rozpadu (4.9) stejný střed mπ02 a jejich složením získáme symetrický pík.

Experimentálně zjištěné spektrum energií fotonů z rozpadu π0 je zobrazeno na obr. 4.5. Pro energie protonů pod prahem produkce π0 nedetekujeme prakticky žádné fotony, nad prahem reakce (4.10) jejich počet podstatně roste s kinetickou energií nalétávajícího protonu. Poloha píku je menší než mπ02; záleží na úhlu, pod kterým fotony detekujeme (viz též příklad 4.8).

PIC

Obrázek 4.5:Změřené spektrum energií fotonů v experimentu [11] pro různé incidentní energie protonů, viz reakce (4.10).

Pro zajímavost uveďme, že Panofsky a spol. v již zmíněném experimentu [10] (viz oddíl 4.5.1) měřili také proces

  −            0
π  + p →  n + π →  n + γ + γ
(4.11)

Vzniklé π0 byly monoenergetické, pozorované spektrum Eγ bylo proto rovnoměrně rozdělené, jak vidíme na obr. 4.6. Z dopplerovských mezí tohoto rozdělení a kinematiky reakce (4.11) se podařilo poměrně přesně určit hmotu π0

m  0 = (135,2± 1,6) MeV,
  π

viz příklad 4.7.

PIC

Obrázek 4.6:Spektrum energie fotonů z rozpadu monoenergetických π0 pozorovaných v experimentu [10]. Svislými čarami jsou označeny dopplerovské meze E1 = (53,6 ± 2,8)MeV, E2 = (85,0 ± 2,8) MeV.

4.6 Mezon η0

V roce 1954 byl uveden do provozu protonový synchrotron Bevatron, který poskytoval protony s hybností 6,5 GeV. Po urychlení tyto protony interagovaly v pevném terči, odkud se dále pomocí magnetů vybíraly svazky částic s vhodnou hybností (více viz kapitolka 4.7).

Na tomto urychlovači byl v roce 1961 objeven mezon η0. Bublinová komora plněná deuteriem byla ostřelována svazkem π+ s hybností 1,03 GeV [12]. V experimentu pozorovali reakci

π+ + 2H1 →  p+ p + π+ + π0 + π− ,
(4.12)

přičemž rozdělení invariantní hmoty tří pionů mělo pík se středem přibližně 550 MeV. Reakce (4.12) tedy ve skutečnosti probíhala takto:

 +   2              0            +    0    −
π  +  H1 →  p+ p + η  → p + p + π  + π +  π
(4.13)

Mezon η0 se přibližně ve 40% případů se rozpadá na pár fotonů, ve zbývajících případech na tři piony [1].

4.7 Objev antiprotonu

Zatímco pozitron byl ztotožněn s antičásticí k elektronu,3 nebylo zcela zřejmé, zda existují antičástice i k baryonům. Z tohoto důvodu představoval objev antiprotonu významný mezník.

Antiproton byl poprvé pozorován v roce 1955 na již zmíněném urychlovači Bevatron, který poskytoval svazek protonů s energií těsně nad prahem produkce antiprotonu v reakci

p + p →  p+ p + p + ¯p,
(4.14)

viz též příklad 4.10. Snadno nahlédneme, že z energetického hlediska se jedná o nejvýhodnější reakci pro produkci antiprotonu. V koncovém stavu musí být pár proton–antiproton kvůli zachování baryonového čísla, viz kapitola 6.

Protony urychlené Bevatronem interagovaly s protony v měděném terči, dále byly pomocí magnetů vybírány částice se záporným elektrickým nábojem a hybností 1,19 GeV [13]. Hmota částic byla měřena současně dvěma způsoby – měřením rychlostí v Čerenkovských detektorech a měřením doby letu mezi dvěma scintilátory. Tím se podařilo překonat hlavní experimentální problém, představovaný velkým pozadím od produkce π (na jeden antiproton vzniká přibližně 62000 π). Schéma experimentálního uspořádání je zobrazeno na obr. 4.7.

PIC

Obrázek 4.7:Experimentální uspořádání při objevu antiprotonu [13]. Za měděným terčem T je svazek záporně nabitých částic s hybností 1,19 GeV vybírán magnetem M1 a fokusován kvadrupólovým magnetem Q1. S1, S2 jsou scintilační detektory, mezi kterými je měřena doba letu. C1 a C2 jsou prahový a diferenciální Čerenkovský detektor k určení rychlosti částic. Scintilátor S3 zapojený do koincidence s detektory S1, S2, C1, C2 zaručuje, že se částice nerozpadla ani nedošlo k velkému odchýlení od původní trajektorie např. díky mnohonásobnému rozptylu.

Čerenkovské detektory byly nastaveny tak, aby registrovaly π, K (C1) a zároveň registrovaly antiprotony (C2). Práh detektoru C1 byl proto nastaven na registraci částic s rychlostí β > 0,79 a diferenciální detektor C2 na interval rychlostí 0,75 < β < 0,78, viz příklad 4.11. V úvahu byly vzaty i ionizační ztráty v detektorech S1, S2, C1, což se projeví právě v nižší rychlosti pro diferenciální detektor C2.

Doba letu částic byla měřena mezi plastickými scintilátory S1, S2 (každý o tloušťce 1,6 cm), jejichž vzdálenost činila 40 stop (1220 cm). Rozdíl doby letu antiprotonu a pionu činil 11 ns (viz příklad 4.12), což již tehdy bylo dobře měřitelné – přesnost měření času byla 1 ns.

Z výše uvedených skutečností není těžké uhodnout nastavení triggeru:

        ---
S1∗ S2 ∗C1 ∗ C2 ∗S3,

kde znaménko „“ označuje koincidenci (tj. logické AND), vodorovný pruh nad symbolem detektoru značí negaci (detektor C1 je tedy zapojen v anti-koincidenci). Celkem bylo naměřeno 60 antiprotonů.

Na první pohled by se mohlo zdát, že prahový Čerenkovský detektor C1 je v tomto experimentu nadbytečný, neboť rychlost je měřena nezávisle detektorem C2 a dobou letu mezi S1, S2. Detektor C1 je však důležitý ze dvou důvodů:

Výše zmíněný experiment prokázal existenci záporně nabité částice s hmotou odpovídající protonu (±5%). Antičástice ovšem mají i tu vlastnost, že mohou anihilovat s příslušnými částicemi za uvolnění energie odpovídající jejich hmotám. Tato skutečnost byla opravdu pozorována o rok později, kdy bylo naměřeno celkem 35 případů anihilace p + p [14]. Tím byl objev antiprotonu završen.

Příklady

Příklad 4.1. Spočítejte kinetické energie odraženého neutronu v reakcích (4.2a), (4.2b) a ověřte Chadwickovy argumenty.

Příklad 4.2. Stopa pozitronu ve Wilsonově komoře měla tyto parametry:

Určete hybnost částice před a po průchodu olověnou destičkou. Určete dále energetické ztráty pozitronu a protonu o dané hybnosti v olověné destičce a ukažte, že pozorovaný případ odpovídá pozitronu, nikoli protonu. Tloušťka olověné destičky je 6 mm.

Příklad 4.3. Odhadněte hmotu částice pozorované ve Wilsonově komoře (viz obrázek 4.1) za předpokladu, že částice ztrácela svou energii v olověné destičce ionizací.

Příklad 4.4. V experimentu [8] stručně popsaném v kapitolce 4.4 pozorovali Street a Stevenson mimo jiné tyto dva případy:

  1. ionizace (dE∕(ρdx)) = 2,4 × (dE∕(ρdx))min, zakřivení dráhy BR = 2T m
  2. ionizace (dE∕(ρdx)) = 6 × (dE∕(ρdx))min, zakřivení dráhy BR = 0,096T m

Ukažte, že první případ odpovídá protonu a druhý mionu.

Příklad 4.5. Určete Bohrův poloměr atomu vodíku, který má místo elektronu na K-slupce částici π. Vyjděte ze známé energie atomu vodíku. Jak se změní výsledek pro těžká jádra s protonovým číslem Z 1?

Příklad 4.6. Určete prahovou energii protonu, při které dojde k reakci (4.10).

Příklad 4.7. Určete rozdělení energií fotonu Eγ v rozpadu (4.9), vzniká-li π0 s konstantní energií Eπ0.

Příklad 4.8. V experimentu [11] bylo změřeno také spektrum energií fotonů ve dvou speciálních případech, kdy fotony detekujeme ve směru letu původních protonů (tj. pod úhlem 0) a proti směru jejich letu (tj. pod úhlem 180), přičemž v obou případech mají protony stejnou kinetickou energii Tp = 340 MeV. Naměřená spektra jsou zobrazena na obr. 4.8. Ukažte, že střední hodnoty (polohy píků) jsou spolu svázány Lorentzovou transformací, která odpovídá změně směru letu původních protonů v reakci (4.10).

PIC

Obrázek 4.8:Spektra energií fotonů z rozpadu π0, přičemž incidentní protony v reakci (4.10) nalétávají na terč pod úhlem 0 resp. 180 vzhledem k umístění detektoru fotonů [11].

Příklad 4.9. Určete hmotu neutrálního pionu vznikajícího v reakci (4.11) znáte-li dopplerovské meze spektra energie fotonů E1, E2 z rozpadu π0, viz obr. 4.6. Dále určete hmotu neutrálního pionu z kinematiky reakce (4.11) s použitím rozdílu E2 E1.

Příklad 4.10. Určete prahovou kinetickou energii nalétávajícího protonu v reakci (4.14). Výslednou energii vyjádřete jak pro volný terčíkový proton, tak pro proton v jádře mědi při uvážení střední kinetické (Fermiho) energie pohybu protonu v jádře TF = 25 MeV.

Příklad 4.11. Určete vhodnou prahovou rychlost v Čerenkovském detektoru C1 a interval rychlostí pro diferenciální Čerenkovský detektor C2 v experimentu, kde byl pozorován antiproton [13]. Uvědomte si, že je potřeba odlišit částice p, K a π s hybností 1,19 GeV.

Příklad 4.12. Určete dobu letu p a π mezi scintilátory S1, S2, mají-li obě částice hybnost p = 1,19 GeV a vzdálenost scintilátorů je d = 1220 cm.

Příklad 4.13. Vzdálenost scintilátoru S3 od terče T byla L = 28 m [13]. Určete, jaká část K, π proletí tuto vzdálenost, aniž se uvedené částice s hybností p = 1,19 GeV rozpadnou.

1Energetické ztráty protonů by při změřených hodnotách hybnosti silně závisely na hybnosti, pokud by vůbec takové protony prošly platinovou destičkou.

2Jako mezony dnes označujeme hadrony s nulovým baryonovým číslem, např. π, K,…

3Existenci antičástic k fermionům předpovídá Diracova teorie, která byla poprvé aplikována právě na elektron.