48.Зарядталған жеңіл бөлшектердің затпен әсерлесуі. Иондау және нұрлану шығындыры.

Электрон мен позитронның зат арқылы өтуі басқа бөлшектердің зат арқылы өтуінен өзгеше. Оның басты себебі олардың массаларының аздығы. Электроннан кейінгі ең жеңіл бөлшек мюон одан 200 есе ауыр. Массаларының аздығынан электрон мен позитронның әр соқтығыстан кейінгі импульсының өзгерісі айтарлықтай болады. Осыдан, олар бастапқы қозғалыс бағытынан көп ауытқиды және электромагниттік нұр шығарады. Бірінші себептен электрон затта түзу сызық бойымен қозғалмайды, екінші себептен электрон үшін энергияның радиациялық немесе электромагниттік нұрлану шығыны айтарлықтай болады. Бұларға қосымша тиетін электрон мен заттың электроны әсерлескенде, олардың айнытылмайтығынан алмастыру эффекті пайда болады. Алмастыру эффекті таза кванттық құбылыс, оның жалпы зат арқылы өту құбылысына ықпалы шамалы. Зат арқылы позитрон өткенде алмасытыру эффекті болмайды, есесіне позитрон заттың электронымен соқтығысқанда электрон-позитрондық аннигиляция орын алуы мүмкін. Аннигиляцияның да салыстырмалы үлесі онша үлкен емес. Электрондардың затпен әсерлесу механизмі басқа бөлшектердікімен бірдей. Сондықтан, олардың энергиялық шығынын да (8.8)-формуласымен анықтайды. Тек b_mіn мен b_max, электронның массаның кішілігі мен кванттық алмастыру эффектін ескеріп, басқаша алуға тура келеді. Осыларды және басқа да түзетулерді ескеріп, электронның меншікті энергия шығынын өрнегімен анықтайды. Релятивтік емес 1 жағдайлар үшін (8.19)-дан (8.20) ал ультрарелятивтік Т>>mc² жағдайлар үшін (8.21) шығады. Электродинамикадан барлық үдемелі қозғалатын зарядталған бөлшектердің электромагниттік нұр шығаратыны белгілі. Демек, заттың бөлшектерімен соқтығысқан зарядталған бөлшектер де электромагниттік толқын шығарады. Бұл нұр тежеулік делінеді. Тежеулік нұрдың қарқыны W (1 секунд ішінде шығарылатын энергияның мөлшері) релятивтік емес, кванттық емес жағдайда бөлшектің үдеуінің шаршысына тура пропорционал Зарядтары бірдей бөлшектерге әсер ететін кулондық әсерлесу күштері бірдей. Сондықтан, зарядтары бірдей бөлшектердің радиациялық энергия шығындары олардың массаларының шаршысына кері пропорционал 1/м²(8.22)Осыдан, нұрлану шығыны тек жеңіл бөлшектерге – электрондарға ғана маңызды. Мысалы, протондардың радиациялық шығыны электрондардың радиациялық шығынынан есе кем. Радиациялық шығынының тағы бір ерекшілігі, олар иондау шығыны сияқты негізінен электрондармен соқтығысудан емес, қайта ядролармен соқтығысудан туады. Оның себебі радиациялық шығынның қарқыны ядромен соқтығысу кезінде электронмен соқтығысудағыдан Z² есе артық, ал электронның саны ядроның санынан Z есе артық. Релятивтік кванттық есептеулер радиациялық шығынының мөлшерін (8.23) қарапайым формуласымен анықтауға болатынын көрсетті. Мұндағы х_Р- радияциялық қашықтық деп аталатын тұрақты. Ол бөлшек өтетін ортаның тегіне тәуелді. Ауа үшін Х_Р  300,5 м, қөрғасын үшін х_Р  0,5 см.

(8.23)-ке сәйкес радиациялық шығын бөлшектің энергиясына пропорционал, ал (8.19)-бойынша иондау шығыны энергияға кері пропорционал. Демек, энергияның кейбір мәнінен бастап радиациялық шығын иондау шығынынан басым болады. Радиациялық шығын иондау шығынынан басым бола бастайтын энергияның МэВ-пен алынған мәнін (8.24) формуласынан бағалауға болады. Осыдан радиациялық шығынның иондау шығынынан энергияның Т  800/Z МэВ мәндері кезінде басым болатыны көрінеді. Энергияның радиациялық шығыны мен иондау шығыны бірдей болатын Т_с мәні сындық делінеді. Радиациялық шығын басым жағдайларда (8.23)-ті интегралдап, электронның энергиясының оның затта жүрген жолына тәуелділігін (8.25) алады. Электронның жолы деп біз оның алғашқы шоқтың түсу бағытында өткен қашықтығын алдық. Егер оның қисық (дәлірек сынық) сызық бойымен өткен толық жолын алсақ олар энергиялары бірдей электрондарға бірдей дерлік және ең ұзын жолға тең болар еді. Электронның ең ұзын жолын теориялық есептеу қиын. Сондықтан, әлбетте, оларды кестелерден немесе жартылай эмпирикалық формулалардан табады. Мысалы, энергиялары Т Т_с электрондар үшін (8.26) жақсы нәтижелер береді. Мұнда Т-энергияны МэВ-пен, -ең ұзын жолды г/см² алу керек. Жылдам электронның зат арқылы өткенде энергия жоғалтуының тағы бір түрі Вавилов-Черенков нұрлануы. Егер электрон сыну көрсеткіші мөлдір ортада қозғалса, оның жылдамдығы осы ортадағы жарық жыдамдығынан артық болуы мүмкін (8.27) Мұндай, жарықтан жылдам бөлшек, егер ол зарядталған болса, үдеусіз бірқалыпты қозғалса да жарық шығарады. Оны 1934-жылы С.И.Вавиловтың аспиранты П.А. Черенков ашты. Ал, бұл құбылыстың теориясын И.Е.Тамм мен И.Ф.Франк жасады. Ол судағы кеме алдындағы немесе ауадағы оқ алдында болатын соққы толқынға ұқсас.

Черенков нұрының мандайшасы бөлшек шығаратын сфералық толқындардың жанамасы болады (8.5-сурет). Ол жанаманы тек , бөлшектің жылдамдығы заттағы жарық жылдамдығынан үлкен болса ғана жүргізуге болады. Демек, Черенков нұрын жылдамдығы ортадағы жарық жылдамдығынан кіші бөлшектер шығара алмайды.

Черенков нұрының таралу бағытын 8.5-суреттегі АВО үшбұрышынан оңай табуға болады: (8.28) Черенков нұрлануына шығын радиациялық шығынмен мөлшерлес болады. (8.28)-ге сәйкес Черенков нұрының таралу бағытынан бөлшектің жылдамдығын анықтауға болады. Оны Черенков санағыштарында пайдаланады.

49.Серпімді шашыратылу.Серпімді шашыратылу деп әсерлесу нәтижесінде бөлшектердің тегі мен ішкі күйлері өзгермейтін соқтығысуды атайды. Соқтығысқа дейін де, одан кейін де бөлшектердің ара қашықтығы шексіз үлкен деп есептеледі. Осыдан олардың өзара әсерлесулерінің бастапқы және ақырғы потенциялық энергиялары нөлге тең. Демек, әсерлесу нәтижесінде олардың кинетикалық энергияларының қосындысы өзгермейді, сақталады: біреуінікі өссе(кемісе) екіншісінікі кемиді (артады).8.3.1. Инерция центрі санақ жүйесі. Бөлшектердің соқтығысуы туралы есептерді инерция (массалар) центрі санақ жүйесінде (ИЦЖ) қарастырған ыңғайлы. Инерциялық санақ жүйесінің (ИЦЖ-нің) бас нүктесі соқтығысатын бөлщектерінің массалар центірімен бірге орналасып, онымен бірге қозғалады. Лабораториялық деп аталатын, бақылаушы мен соқтығысатын бөлшектердің біреуі тыныш тұратын жүйеде, массалар центрінің (ИЦЖ-нің бас нүктесінің) радиус вектор(8.30)өрнегімен анықталады. Мұндағы m_і мен _і – і- бөлшектің массасы мен лабораториялық жүйедегі радиус векторы. m=∑m_іИЦЖ- лабораториялық жүйенің (ЛЖ) қозғалысының жылдамдығы(8.31)Мұнда– жүйенің толық импульсы. Онда ИЦЖ-нің анықтамасына сәйкес ₌0; =0;Осыдан =0,немесе (8.32)Ал, ИЦЖ-нің ЛЖ-дегі жылдамдығы (8.33)Бөлшектердің ИЦЖ-ндегі жылдамдықтары мен импульстері(8.34)(8.35)(8.36)

(8.37)(8.38)(8.39)

Жүйенің толық кинетикалық энергиясы(8.40)

8.3.2. Импульстық диаграмма әдісі. Импульстық диаграмма әдісі екі бөлшектің соқтығысуына импульс пен энергияның сақталу заңдарын қолдану кезіндегі есептеулерді жеңілдетеді және көрнекілендіреді.

_. Кинетикалық энергия сақталатындықтан. P’=m₁P/ (m₁+m₂) шеңбердің бойында жатады.Импультық диаграмма тұрғызу үшін лабораториялық жүйеде қозғалыстағы бөлшектің бастапқы импульсын оның қозғалысына сәйкес бағытта таңдалған масштабпен векторымен кескіндейді (8.6-сурет).

a) б)Оның бойына оны ОС:СА=m1:m2 қатынасымен бөлетін С нүктесін салады. 8.6-суретте m1:m2=1:2 (а) және m1:m2=2:1 (б) жағдайлары салынған. Центрі С нүктесі, радиусы P’=ОА болатын шеңбер жүргізеді. Сонда , бірінші бөлшектің, екінші бөлшектің ИЦЖ-ндегі импульстерін береді. Соқтығыстан кейін оқ-бөлшек лабораториалық жүйеде θ, ИЦЖ-нде θ’ бұрыштарына бұрылсын. Онда оның ЛЖ-дегі импульсы =ОД, ИЦЖ-ндегі импульсы , импульстың өсімшесі болады. Нысана бөлшек үшін болады. ACD үшбұрышы тең бүйірлі (P’₁=P’). Осыдан (8.44)

P₁sіn θ= P’₁sіn θ’; P₁cos θ=P-∆P₁ cosφ

8.3.3. Резерфорд формуласы.:жылдамдығы.

(8.50)

dP₁₁=F₁₁dt, (8.49)dP₁=F₁dt; (8.50)ds=υdt, ds^.sіnγ=r^.dα

;

немесе

(8.51); ∆P = 2P’·sіn θ’/2 (8.52)_;

8.3.4 Айнымайтын бөлшектердің әсерлесуі m ₁ = m₂ = m ₁, T’=1/2T; θ’=2θ, dΩ’= 4cosθ dΩ