Н.Г. Гончарова, Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов - Частицы и атомные ядра. Задачи с решениями и комментариями (1120465), страница 82
Текст из файла (страница 82)
3. Взаимодействие частиц и излучений с веществомПомимо этого процесса, в веществе возможен захват отрицательно заряженного мюона атомом вещества с образованием мезоатома. Когда μ− ,потерявший свою скорость в результате ионизационного торможения,оказывается вблизи атомного ядра, он может быть захвачен на одну изорбит, подобных тем, на которых находятся электроны атома, с той тольmко разницей, что радиусы мюонных орбит в μ ≈ 200 раз меньше элекmeтронных. Подобно электронам, мюоны в мезоатоме могут переходитьс одной орбиты на другую. Мезоатом существует до тех пор, покамюон либо распадется, либо захватится протоном ядра по схеме:μ− + p → n + νμ .Эксперименты показали, что вероятность захвата мюона всего в 30 разбольше вероятности его распада даже для такого тяжелого ядра, каксвинец.
Это говорит о том, что взаимодействие мюонов с ядрами чрезвычайно слабое. Так, в свинце мюон в течение времени 7 · 10−8 с находитсявнутри атомного ядра и не поглощается им. Это время — характерноедля процессов, идущих по слабому взаимодействию.В заключение раздела заметим, что на процессе, обратном захватумюона нуклоном, основан один из важнейших современных методов детектирования космических нейтрино высоких и сверхвысоких энергий.Мюонные нейтрино и антинейтрино проходят сквозь толщу Земли и создают в грунте или воде на большой глубине поток мюонов.
Рождаясьв реакциях νμ + N → μ + X (N — нуклон, X — адронная компонента),мюоны при энергиях десятки ГэВ и выше сохраняют направление генерирующих их нейтрино с высокой точностью. При меньшей энергии уголвылета мюона относительно траектории нейтрино возрастает, вследствиечего возрастает и фон внутри этого угла, создаваемый нейтрино, генерируемыми космическими лучами в атмосфере Земли.Из-за чрезвычайно малого сечения взаимодействия нейтрино с веществом и малости потока нейтрино высоких энергий необходимы детекторы гигантских объемов. Для создания таких нейтринныхдетекторов используются естественные водные бассейны (детекторыANTARES, NEMO, SAUND, HТ-200 (Байкал) и другие) или толщаантарктического льда (AMANDA, IсeCube).Мюон, движущийся в среде со скоростью, превышающей скоростьсвета в этой среде, испускает черенковское излучение под строгоопределенным углом, зависящим от энергии мюона и показателя преломления среды.
Глубоководный нейтринный телескоп представляетсобой пространственную решетку фотоумножителей, регистрирующихчеренковский свет и позволяющих определить направление движениямюона и его энергию. Пробеги мюонов высоких энергий в веществеочень велики: например, при энергии 500 ГэВ мюон проходит в водерасстояние, превышающее 1 км, т. е. пересекает всю установку дажепри очень больших ее размерах. Это позволяет довольно точно определять направление на источник, однако затрудняет определение энергиимюона. При энергии менее 100 ГэВ мюон рождается и взаимодействует§3.8. Взаимодействие мюонов с веществом409Рис.
3.8.1. Принципы организации многослойного детектора в экспериментахпо физике высоких энергийРис. 3.8.2. Поперечное сечение детектора ATLAS Большого адронного коллайдера: 1 — вакуумная труба, внутри которой двигаются и сталкиваются ускоренные протоны, 2 — трековый детектор заряженных частиц, 3 — соленоидальныймагнит, 4 — электромагнитный калориметр, 5 — адронный калориметр, 6 —мюонный детектор410Гл.
3. Взаимодействие частиц и излучений с веществомв пределах объема детектора, что позволяет с высокой степенью точности определить энергию мюона по длине его трека.В современных ускорительных экспериментах применяются многослойные детекторы частиц. Принципы работы таких детекторов поясняются рис. 3.8.1 и 3.8.2. Поскольку мюоны имеют максимальныйпробег в веществе детектора из всех регистрируемых частиц, для ихдетектирования обычно используются самые внешние участки детектора (мюонный детектор).§3.9.
Взаимодействие гамма-квантов с веществомПри прохождении γ -излучения через вещество происходит ослабление интенсивности пучка γ -квантов, что является результатом их взаимодействия с атомами вещества.На рис. 3.9.1 показано полное эффективное сечение взаимодействияс веществом фотонов с энергиями от 10 эВ до 100 ГэВ для двухпоглощающих материалов — углерода (Z = 6) и свинца (Z = 82).Выделены вклады различных физических процессов в полное сечениепоглощения.Как видно из этих рисунков, эффективное сечение фотоэффекта(σф ) на атомах вещества доминирует при энергиях фотонов ниже≈ 0,1 МэВ в углероде и ниже ≈ 1 МэВ в свинце.Вторым по величине вклада в полное сечение в этой же областиэнергий γ -квантов является когерентное (или релеевское) рассеяниефотонов на атомах вещества (его сечение обозначено на рисунке какσкогерент. ). Ни ионизации, ни возбуждения атомов при релеевском рассеянии не происходит, γ -квант рассеивается упруго.При энергиях γ -кванта выше ≈ 0,1 МэВ в веществе с малымизначениями Z и выше ≈ 1 МэВ в веществах с большим Z главныммеханизмом ослабления первичного пучка γ -квантов становится некогерентное рассеяние фотонов на электронах вещества, т.
е. эффектКомптона. Его сечение обозначено как σк .Если энергия γ -кванта превышает удвоенную массу электрона2me c2 = 1,02 МэВ, становится возможным процесс образования пары,состоящей из электрона и позитрона. Сечение рождения пары в полеядра (σпя на рис. 3.9.1) доминирует в области высоких энергий фотонов.На рис. 3.9.1 показано также сечение образования пар в поле атомныхэлектронов (σпе ).Перечисленные выше механизмы взаимодействия γ -квантов с веществом не затрагивали внутренней структуры атомных ядер.При больших энергиях γ -квантов (E > 10 МэВ) увеличиваетсявероятность процесса взаимодействия фотона с ядрами вещества с возбуждением ядерных состояний.
Если энергия кванта больше энергиисвязи нуклона в ядре, поглощение γ -кванта высокой энергии будетсопровождаться вылетом нуклона из ядра. При энергиях γ -квантов§3.9. Взаимодействие гамма-квантов с веществом411Рис. 3.9.1. Сечение взаимодействия фотонов с углеродом (Z = 6) и свинцом(Z = 82) при энергиях фотона от 10 эВ до 100 ГэВ. Показаны сеченияотдельных процессов, формирующих полное сечение (пояснения в тексте)412Гл. 3.
Взаимодействие частиц и излучений с веществомоколо 20–25 МэВ для легких ядер (A < 40) и 13–15 МэВ для тяжелыхядер в эффективном сечении ядерного фотопоглощения наблюдаетсямаксимум, который называется гигантским дипольным резонансом(σя на графиках рис. 3.9.1). Физике этого явления посвящены задачи 2.7.35 и 2.7.36.В области энергий γ -квантов, излучаемых возбужденными ядрамипри переходах в основное и низшие возбужденные состояния, т.
е. приEγ от 10 кэВ до примерно 10 МэВ наиболее существенны три процессавзаимодействия фотонов с веществом: комптоновское (некогерентное)рассеяние, фотоэффект и образование пар электрон-позитрон. Суммарное эффективное сечение в этой области энергий является суммой эффективных сечений отдельных процессов, участвующих в ослаблениипервичного потока:σ = σф + σк + σп .(3.9.1)Эффективное сечение каждого из процессов, рассчитанное на одинатом поглотителя, является функцией как энергии γ -излучения, таки атомного номера Z вещества поглотителя.Рис. 3.9.2.
Зависимость линейного коэффициента поглощения фотонов в алюминии от их энергииУменьшение интенсивности I(x) моноэнергетичного коллимированного пучка γ -квантов не слишком толстым слоем x однородного веще-§3.9. Взаимодействие гамма-квантов с веществом413ства происходит экспоненциально:I(x) = I(0) · e−nσx = I(0) · e−τ x ,(3.9.2)где n — концентрация атомов поглотителя. Величину τ (она обычно выражается в см−1 ) называют линейным коэффициентом поглощения.На рис.
3.9.2 и 3.9.3 показаны зависимости линейного коэффициентапоглощения фотонов в алюминии и свинце от энергии фотонов.Рис. 3.9.3. Зависимость линейного коэффициента поглощения фотонов в свинце от их энергии3.9.1. Фотоэффект. Если энергия γ -кванта больше энергии связи электрона оболочки атома, происходит фотоэффект. Это явлениесостоит в том, что фотон целиком поглощается атомом, а один из электронов атомной оболочки выбрасывается за пределы атома. Используязакон сохранения энергии, можно определить кинетическую энергиюфотоэлектрона Ee :Ee = Eγ − Ii − Eя ,(3.9.3)где Ii — ионизационный потенциал оболочки атома, из которой выбивается электрон; Eя — энергия отдачи ядра, Eγ — энергия γ -кванта.Величина энергии отдачи ядра обычно мала, поэтому ею можнопренебречь. Тогда энергия фотоэлектрона определится соотношением414Гл.
3. Взаимодействие частиц и излучений с веществомEe ≈ Eγ − Ii , где i = K , L, M , . . . — индекс электронной оболочки.Хорошо видные на рис. 3.9.1 «зубцы» в кривой эффективного сеченияявляются следствием скачков сечения фотоэффекта при росте энергии фотона выше различных ионизационных потенциалов электронныхоболочек атома.Эффективное сечение фотоэффекта является суммой эффективныхсечений фотоэффекта на отдельных электронных оболочках атома.Фотоэффект происходит с наибольшей вероятностью (около 80 %) наэлектронах атомной оболочки, наиболее сильно связанной с ядроматома, т.
е. на K -оболочке. Существенной особенностью фотоэффектаявляется то, что он не может происходить на свободном электроне, таккак законы сохранения импульса и энергии в случае фотоэффекта насвободном электроне оказываются несовместимыми.Формулы для сечения фотоэффекта получены методами квантовойэлектродинамики и имеют следующий вид:13,61Eγ (эВ)7/2σф =5· 1,09 · 10−16 Z 54σф =5Z5· 1,34 · 10−33см24Eγ (МэВ)см2Eγ 1,me c2Eγпpи 1.me c2пpи(3.9.4a)(3.9.4б)Видно, что зависимость сечения фотоэффекта от атомного номера Zвещества поглотителя сильная: σф ∼ Z 5 .
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
