Література

1. Широков Ю.М., Юдин Н.П. Ядерная физика. – М. – 1980. –С.259-273, 446-453, 491-516.

2. Практикум по ядерной физике / Под ред. Ш.Ш.Башкирова. – Казань, 1985. – С.36-40.

3. Кабардин О.Ф. Практикум по ядерной физике. – М., 1965. –С.25-29, 48-49, 143-146.

4. Сборник лабораторных работ по ядерной физике / Под ред. Проф. К.Н.Мухина. – М.: Атомиздат, 1979. – с .71-76.

5. Вальтер А.К., Залюбовский И.И. Ядерная физика. – Харьков, 1978. – С.42-52, 65-73, 94-110.

6. Альфа -, бета - и гамма - спектроскопия. Под ред. К.Зигбана. – М.: Атомиздат, с .58-95.

Лабораторна робота №7

Вивчення треків заряджених частинок

Мета роботи: вивчити основні процеси, що відбуваються при проходженні важких заряджених частинок через речовину, принцип дії камери Вільсона, здобути навички читання треків частинок та ідентифікування заряджених частинок за їх треками.

Прилади та обладнання: фотографії треків заряджених частинок; аркуш прозорого паперу; лінійка.

Теоретичні відомості Проходження важких заряджених частинок через речовину.

Наочне спостереження наявності руху елементарних частинок, що утворюються внаслідок взаємодії космічних променів з атомами атмосфери, а також в ядерних реакціях, стало можливим завдяки створенню слідових детекторів – насамперед камери Вільсона (1912 р.), бульбашкової камери (1952 р.) та товстошарових фотоемульсій. Загальний принцип дії слідових детекторів полягає в тому, що частинки при проходженні через речовину втрачають свою енергію, зокрема, за рахунок іонізації атомів речовини.

Розглянемо проходження крізь речовину частинок з енергією Е від 0,01 МеВ до тисяч ГеВ, що відповідає

, (1)

де Z – зарядове число частинки; – середній іонізаційний потенціал; – середня частота обертання електрона. Загальна картина проходження частинок через речовину складна: зіткнення з електронами, розсіювання кулонівськими полями ядер, ядерні реакції, вторинні ефекти. При проходженні заряджених частинок та γ -квантів переважають електромагнітні взаємодії. Роль ядерних – мала внаслідок їх короткої дії та кількісної переваги електронів над ядрами в речовині. Згідно з (1) електрони вважаються вільними, або ж їх енергія зв’язку дорівнює . Характер проходження якісно відмінний для легких частинок (електрони, позитрони) та важких (всі інші). Для нейтральних частинок електромагнітна взаємодія мала або відсутня (окрім γ-квантів), внаслідок чого їх іонізаційна здатність мала, і їх треки в камері Вільсона не реєструються. На відміну від них, важка заряджена частинка розштовхує електрони своїм кулонівським полем та втрачає енергію, а атоми збуджуються або іонізуються. Траєкторія частинки масою М до її зупинки майже прямолінійна, оскільки (– маса електрона), і зіткнення хаотичні. Оцінимо втрати енергії частинкою, які є переважно іонізаційними, за умови наступних допущень.

1) Зіткнення неквантові, тобто та Р частинки великі:

(2)

2) Електрони майже не зміщуються за час зіткнення , оскільки їх швидкості – як при рухові в атомі, так і отримувані при зіткненні – малі порівняно з швидкістю – частинки, тобто

(3)

3) Електрони вільні, тобто

Вважатимемо кулонівську взаємодію ефективною на відстані , яку частинка проходить за час

Оскільки

,

то електрон отримує імпульс

та кінетичну енергію

(4)

для отримання множимо (4) на концентрацію електронів n та інтегруємо по області, обмеженій колами з радіусами та на площині, перпендикулярній до :

(5)

Встановимо допустимі значення прицільних параметрівта . За великих порушується допущення 3. Якщо

то частинка не збуджуватиме атом і не втрачатиме енергію сама.

Тоді

При релятивістських час зменшується за рахунок повздовжнього стискання поля частинки:

Тоді

При малих ρ порушуються допущення 1 та 2, тобто вирази (2) та (3). З (2) для маємо оцінку

(7)

Оскільки квантові ефекти починають впливати раніше, ніж ефекти за рахунок зміщення електронів, то для приймаємо (7). Отже, оцінки та отримані. Зіткнення при не утворюють втрат, а втрати при надто малі. Підставивши (1), (6) та (7) в (5), отримаємо оцінку іонізаційних втрат (формула Бора):

(8)

Тобто

Оскільки

,

то величина втрат (8) пропорційна густині речовини . Втрати сильно залежать від , хоча реальна залежність ослаблена ефектом перезарядження: частинка може захоплювати або втрачати електрони.

У нерелятивістському випадку з урахуванням :

(9)

Альфа-частинки та багатократно заряджені іони сильно гальмуються в речовині.

Реальні втрати при дуже малих і дуже великих Е стають меншими, ніж їх визначає (8). У першому випадку істотний ефект перезарядки, а в другому – електрична поляризація речовини, що екранує поле частинки.

До повної зупинки в речовині частинка проходить відстань, яка називається пробігом:

(10)

де – енергія до потрапляння в речовину. З урахуванням (8) отримують

,

де однакова для всіх частинок при заданій речовині.

Пучки заряджених частинок, що утворюються в прискорювачах, мають енергію від кількох МеВ до десятків ГеВ та вище. Імпульсні прискорювачі викидають частинки порціями – пучками, частинки в яких мають розкид по енергіям. Мала тривалість імпульсу часто є недоліком, оскільки за короткий час відбувається дуже багато актів досліджуваних процесів, так що реєструюча апаратура встигає зафіксувати лише їх невелику частину.

Частинка, що має заряд Zе та швидкість , рухаючись в прискорювачі вздовж електричного поля напруженістю , збільшує свою енергію згідно з формулою

При рухові поперек магнітного поля індукцією частинка рівномірно рухається по колу радіусом r під дією сили Лоренца:

(11)