Добавил:
okley
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз:
Предмет:
Файл:Введение в ядерную физику (6 сем) / ЯДЕРКА (все вопросы, другая версия)
.pdf
Для определенной среды и частицы с данным зарядом Z величина dE/dx является
функцией только её кинетической энергии E:
=
Проинтегрировав это выражение по всем значениям E от 0 до начальной энергии
частицы E
0,
можно получить полный путь R, который заряженная частица проходит до
остановки:
0
0
Величину R называют длиной пробега или просто пробегом частицы в веществе.
12. Образование дельта-электронов. Импульсная диаграмма. Максимальная
энергия дельта-электрона. Флуктуации потерь.
1. -электроны и их образование.
В процессе ионизационного торможения кинетическая Ek заряженной частицы идет на возбуждение и
ионизацию атомов среды, через которую она движется. Электроны, выбитые из атомов в процессе
ионизации и способные ионизировать другие атомы, называются -электронами. Так как их E > Ecв в
атоме, то процесс образования -электронов - рассеяние тяжелой заряженной частицы на свободном
электроне.
2. Импульсная картина рассеяния для случая, когда масса налетающей частицы много больше массы
частицы мишени .
3. Из рис. следует, что угол вылета -электрона заключен в пределах 0<<90°, a его энергия изменяется в
зависимости от угла в соответствии с формулой:
4
2
2
Максимальное значение энергии - при выбивании его вперед (0:
4
2
4
Если М=
, то
460
4. Чтобы найти ионизационные потери частицы на пути dx со всеми электронами среды, с
которыми она взаимодействует с разными параметрами удара, надо проинтегрировать по всем
возможным параметрам удара от b
min
до b
max
:
Пределы интегрирования должны быть конечны, так как из самых общих
физических соображений удельные потери энергии dE/dx должны иметь
конечную величину − частица с конечной энергией не может потерять
бесконечно большую энергию. Отсюда следует, что b
min
≠ 0 и b
max
≠ ∞.
13 Рассеяние на ядре атома, многократное рассеяние.
Среднеквадратичный угол рассеяния.
При прохождении через вещество частицы претерпевают многократное рассеяние. Если
заряженная частица движется в плотной среде, то, проходя мимо различных ядер этой среды в
пределах b < b
max
, она будет рассеиваться каждым из них на некоторый угол θ, среднее значение
которого тем больше, чем меньше масса движущейся частицы и чем меньше ее скорость. Этот
процесс упругих рассеяний частицы в кулоновском поле ядер, мимо которых она движется,
называется многократным кулоновским рассеянием.
Пусть в результате N столкновений на пути x частица испытает последовательную серию
отклонений θ1, θ2,...., θN. Каждый из этих углов θi определяется конкретными условиями данного
столкновения (например, значением параметра удара bi), так что вообще говоря θ1 ≠ θ2 ≠ θ3 ≠ ... ≠
θN.
Каждое из зтих отклонений может быть направлено в любую сторону относительно
предшествующего, т.е. они статистически независимы и равновероятны по разным направлениям,
т.е. суммарное отклонение будет равно нулю
Поэтому результирующий угол рассеяния не может служить мерой многократного рассеяния.
Однако из-зa того, что каждое рассеяние дает θ
i
≠ 0
, для количественного описания вводится
среднеквадратичный угол многократного рассеяния
https://studopedia.ru/3_5580_mnogokratnoe-rasseyanie.html
слишком много разбираться , прямая ссылка ,под конец страницы страницы все подробно
описывается
14. Тормозное излучение, его сечение, потери
энергии, радиационная длина, критическая энергия.
1)Тормозное излучение – это электромагнитное излучение заряженной частицей,
возникающее в результате ее торможения (изменения скорости) при взаимодействии с
электростатическим полем атомного ядра и атомных электронов.
Оно лежит в основе рентгеновского излучения и γ-излучения, испускаемого
быстрыми электронами при прохождении через вещество.
Характеристики:
● Беспороговый процесс
● ТИ излучает любая быстрая заряженная ч-ца (НО для массивных зарядов излучение
резко подавляется):
Так как w~1/m, то тормозное излучение электрона в тысячи раз интенсивнее
тормозного излучения протона. Число тормозных фотонов с энергией между ћω и ћ(ω
+ dω), испущенных электроном движущимся в поле ядра с зарядом Ze
N(ω)dω = Z
2
dω/ω
● схема процесса:
o Пучок ускоренных заряженных ч-ц сбрасывается на мишень-радиатор R
(пластика из вещества с тяжелыми атомами)
o Излучение во всех направлениях (НО для релят. Электрона почти все
излучение направлено вдоль его скорости и лежит в конусе с раствором
Δθ ~ 2/γ)
● ***Излучаемая мощность (ВАЖНО, НО В ВОПРОСЕ НЕТ, МОГУТ СПРОСИТЬ):
Пусть частица с массой М, зарядом ze и скоростью V = βс движется мимо ядра с
зарядом Ze и массой mя. При кулоновском рассеянии на ядре частица претерпевает
отклонение и, следовательно, получает ускорение |dV/dt| и в течение времени dt она
излучает энергию, пропорциональную квадрату ускорения:
Поскольку
(где b – расст. между частицей и ядром, прицельный пар-р) то излучаемая энергия будет
описываться выражением
2)Сечение:
Вероятность излучения зависит от прицельного параметра b. Электрическое поле
ядра можно считать кулоновским, если а >> b >> R
я
(а – радиус атома, Rя – радиус ядра).
Если b ~ a, то начинает сказываться экранирование поля ядра атомными электронами.
При b > a экранирование будет полным. Для него сечение процесса σ = 2πbdb.
3)Потери энергии:
При пересечении слоя толщиной dx вещества с зарядом атомных ядер eZ и
массовым числом A быстрый электрон теряет долю dE своей энергии E
e
на ТИ, равной
dE = - KEedx, где
(Здесь размерности dx в г/см2, а K в см
2
/г)
4)Радиационная длина:
Часто толщины мишеней указывают в единицах радиационной длины. Последняя
задана соотношением L
rad
= 1/K: она определяет пробег электрона, на котором его
энергия убывает из-за ТИ в e раз.
5)Спектр. Критическая энергия:
Спектр ТИ - непрерывный. При использовании тонких радиаторов количество Nω
фотонов ТИ монотонно спадает с частотой излучения в целом по закону 1/ω вплоть до
предельного значения ω
max
= E
e
/ħ (см. рис.), на котором представлены спектры ТИ для
различных энергий электрона E
1
и E2, E1 < E
2,
кривые 1 и 2. Т.о. критическая энергия
Eкр=Ee.
15. Синхротронное излучение
Это излучение электрона, движущегося по круговой орбите. Впервые было обнаружено в
астрономических наблюдениях, а затем на кольцевом ускорителе электронов - синхротроне.
Применение
16. Излучение Черенкова-Вавилова.
Это свечение, вызываемое в прозрачной среде заряженной частицей,
движущейся со скоростью, превышающей фазовую скорость
распространения света в этой среде.
Теория относительности гласит: ни одно материальное тело, включая
быстрые элементарные частицы с высокими энергиями, не может
двигаться со скоростью, превышающей скорость света в вакууме.
Но в оптически прозрачных средах скорость быстрых заряженных
частиц может быть больше фазовой скорости света в этой среде
Детекторы, регистрирующие черенковское излучение, широко
используются в физике высоких энергий для регистрации
релятивистских частиц и определения их скоростей и направлений
движения. Если известна масса порождающих черенковское излучение
частиц, то сразу определяется их кинетическая энергия.
Соседние файлы в папке Введение в ядерную физику (6 сем)