1626435893-691da8e1223766775fc277661dcb4565 (844331), страница 69
Текст из файла (страница 69)
Переходное излучение Переходным излучением называется излучение, возникающее при равномерном и прямолинейном двюкенни заряда в неоднородной или переменной во времени среде. Сущность эффекта легко понять, если вспомнить условия возникновения других видов излучения. В предыдущем параграфе показано, что излучение Вавилова — Черенкова возможно при е> !ч, т.
е. ив/с>1, при этом ч=сопзг„а л>1. Для тормозного н синхротронного излучений условие п>1 необязательно, но необходимо, /й чтобы чч~сопзг~ — ФО т. е. чтобы величина ел/с была перемен~а ной. Но изме ение этой величины возможно не только за счет изменения скорости ц но и за счет изменения показателя преломления л. Переходное излучение как раз и соответствует случаю изменения л при т=сопз1, при этом допустимо как ел/с > 1, так и ел/с < 1, т. е. переходное язлучение может возникать как вместе с излучением Вавилова — Черенкова, так и в условиях, когда последнее невозможно. Показатель преломления л может изменяться либо в пространстве при переходе частицы из одной части оптически неоднородной среды в другую, либо во времени при резком изменении показателя преломления однородной среды (например, за счет изменения давления).
344 Глава еК Взаимодейснмие часляяи и излучения с вещеснмом Переходное излучение было предсказано В. Л. Гинзбургом и И. М. Франком в 1944 г. на примере рассмотрения задачи о пересечении зарядом границы раздела двух сред». Наглядная схема рассуждений Гинзбурга и Франка сводится к следующему. Рассмотрим для простоты случай нормального падения заряда на границу раздела вакуум — идеальное зеркало (металл). Тогда электромагнитное поле в вакууме является суммой двух полей — поля движущегося заряда и поля «изображения» этого заряда (противоположного знака), движущегося навстречу. При пересечении границы раздела заряженная частица продолжает двигаться в среде с постоянной (почти постоянной) скоростью, однако при рассмотрении этого явления из вакуума будет казаться, что заряд и его изображение одновременно приблизились к границе раздела и мгновенно исчезли (остановилнсь) **.
Возникающее при этом излучение заряда и его «изображения» и является переходным. В этом частном случае переходное излучение эквивалентно тормозному излучению заряда и его «изображения» в зеркале. Разумеется, сходство математических выражений для энергии излучения не означает, что переходное излучение является частным случаем тормозного излучения. Физическая природа переходного и тормозного излучений различна. Для тормозного излучения изменение скорости заряда является первопричиной излучения, для переходного — математическим приемом для получения результата. Напомним еще раз, что в рассмотренном случае переходное излучение возникает при переходе равномерно движущегося заряда из одной среды в другую. В общем случае произвольной среды полная экранировка отсутствует и схема получения амплитуды переходного излучения сводится к учету трех слагаемых (рис.
162): тормозного излучения заряженной частицы 1, двигавшейся в вакууме и как бы остановившейся на границе сред; тормозного излучения заряженной частицы 2, как бы начавшей свое движение в глубь среды от ее границы в момент остановки первой частицы; тормозного излучения частицы — «изображения» 3, двигавшейся навстречу первой частице и остановившейся на границе сред одновременно с ней. В результате расчета для спектральной плотности излучения нерелятивистского электрона в вакууме получается выражение Рн.1 в Ганзбург В. Л., Франк И. М.//Журн.
зксперим. и .теорет, физ. 1946. Т. 16. С. 15. вв Поле заряда, продопнаюпзего двигаться в металле («за зеркалом»), полностью зкранируется злектронами проводимости. З 28. Переходное излучение где рв — составляющая скорости часпщы вдоль нормали к поверхности среды; гр — угол, под которым наблюдается излучение в вакууме (отсчитывается от нормали); пз=п+йгг — комплексный показатель преломления среды. Для идеального проводника пз-+со и сИ' ееез — = — *зш' гр, (28.2) сй лзсз т. е. имеет максимум при гр=90.
Для реальных металлов и диэлектриков максимум излучения расположен при <р = б0 —: 70'. Если скорость и энергия частицы, несущей заряд, невысоки. или среда имеет большую глубину, то часпща не проходит через нее и переходное излучение наблюдается только в обратном направлении (излучение назад). В противоположном случае тонкой среды (быстрой частицы) переходное излучение возникает также и на второй границе раздела (нзлучение вперед).
Если при этом среда достаточно прозрачна для излучения, возникшего на первой границе, то становятся возможнымн когерентные эффекты усиления или ослабления излучения, зависящие от скорости часпщы, толщины пластинки и угла гр. Параметры излучения назад и вперед при релятивистских энергиях электронов различны'. Переходное излучение назад практически сосредоточено только в оптической части спектра. Примером излучения назад является свечение поверхности металла (напрнмер, анода рентгеновской трубхи или мишени ускорителя) при попадании на нее заряженных часпщ ее. Спектр излучения вперед содержит более высокие частоты вплоть до ч ~Г =*9 10з /у (28.3) иг,сз где Ф вЂ” полная концентрация электронов в среде. При Е,=5ГУЬ МэВ ч„, в стекле (Фи10зе е' см з) примерно равно 10'Я Гц, т. е. Е, =)гч=40 кэВ (коротковолновое рентгеновское излучение). в для нерелятивистской частицы излучения вперед и назад првмериь одинаковы, если параметры обеих сред близки.
ев Кроме переходного излучения Свечение в етом случае молит вызыватеся таяне тормозным излучением и лгомннесценцней, однако переходное юлученне валяется основным механизмом нзлучеявя (см, нине). Зчб Глава ГУ. Взаимааеаепмие часпги» и излучения с ееигеппеам Полная (для всех углов) интенсивность переходного излучения в заданном интервале частот растет с ростом энергии частицы по логарифмическому закону. Поскольку излучение назад в основном существенно в оптическом интервале частот, полная интенсивность излучения назад также растет с энергией логарифмнч ски.
Полная интенсивность переходного излучения вперед растет с энергией (точнее, с Е/тсз) линейно. Это объясняется тем, что с ростом энергии частицы излучаются все более жесткие кванты. Конус излучения вперед с ростом энергии сжимается. Вероятность испускания одного переходного фотона очень мала — около 11'100 при пересечении частицей одной границы раздела сред. Поэтому для практического использования переходного излучения используются слоистые среды — пачки нз тонких прозрачных пластинок, каждая из которых дает свой вклад в излучение.
При этом согласно формуле (28.3) для достаточно большого отношения Е~(тсз) переходное излучение попадает в рентгеновский диапазон и, следовательно, легко пронизывает всю пачку и может быть зарегистрировано рентгеновским счетчиком. Первые результаты по экспериментальному наблюдению переходного излучения, вызванного протонами с энергией !в 5 МэВ, были получены в 1959 г. Гольдсмитом и Джелли.
В последующих опытах попользовались электроны. В экспериментах со многими металлами и диэлектриками измерялись выход и поляризация излучения. Измерения подтвердили теоретические ожидания. В оптической области спектра, испускаемого металлами, наблюдается преобладание переходного излучения над тормозным и люминесценцией. Это следует из возрастания выхода излучения пропорционально квадрату скоростие и наличия поляризации„ при которой электрический вектор расположен в плоскости, проходящей через нормаль и направление наблюдения. Для металлов поляризация растет с ростом энергии электронов и прн Еяз50 —:100 кэВ достигает 100'Ь. Первый счетчик переходного излучения был построен в 1963 г. Ф.
Р. Арутюняном с сотрудниками (Ереван). В современных переходных счетчиках используются пачки майларовых пленок, переходное излучение от которых регистрируется (в рентгеновском диапазоне) сцинтнлляторами и пропор- е Выход тормозного излучения и люминесценции в оптической области спектра должен уменьшаться из-за уменьшения рассеяния и ионизациоиных потерь' электронов с ростом их скорости. С рассеянием связаны потери на тормозное излучение, с ионизационным торможением — возбуждение люминесценции. З 29. Взаимодействие иейэироиов с вов1естивом 347 циональными камерами. Их эффективность достигает 90е . Такие счетчики могут составлять конкуренцию черенковским в области энергий, при которых пъс.
Опыт показал, что переходный счетчик может отличать я-мезоны и электроны при энергии 10 ГэВ. В 1977 г. для исследования электронной компоненты космического излучения с помощью шаров-зондов был использован большой комбинированный детектор, в состав которого в качестве детектора переходного излучения входят б толстых (около 15 см) слоев пористого полиэтилена, разделенных 2 см проволочными пропорциональными камерами.
Ориентация проволочек в соседних камерах отличается на 90'. Камеры заполнены Хе (+20% СО,)*. Из-за линейной зависимости выхода переходного излучения от Е~(тсэ) частицы детектор практически не реагирует на протоны с энергией 3 †30 ГэВ, в то время как переходное излучение, обусловленное электронами, достигает насьпцения. 9 29.
Взаимодействие нейтронов с веществом Электромагнитное взаимодействие нейтрона с электроном определяется взаимодействием между их магнитными моментами. Но последнее настолько мало, что его энергия достигает потенциала нонизации атома (примерно 10 эВ) лишь на расстояниях около 10 " см. Таким образом, сечение ионизацнонного торможения нейтрона оказывается равным 10 з' см', т. е. приблизительно в 10е раз меньше, чем для заряженной частицы»*.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
