Основы экспериментальных методов ядерной физики - Абрамов А.И.
Скачать (прямая ссылка):
Образование дар. Гамма-квант в электрическом поле электрона или ядра может образовать пару электрон — позитрон. Такой-про-цесс превращения Y-кванта в две частицы — процесс эндотермический и может происходить в том случае, если энергия Y-кванта в единицах массы превышает сумму масс покоя электрона и позитрона, т. е. энергетический порог такого превращения 1,02 Мае. Образование пары Y-квантом в вакууме невозможно, так как не будет выполняться закон сохранения импульса. Закон сохранения энергии в этом процессе следует записать с учетом энергии ядра отдачи Ea (или электрона отдачи):
Zzv = т+с2 + я? „с2 + Ea, (2.44)
где т+с2 и т_с2 — полные энергии позитрона и электрона. Если же предположить, что у-кванты образуют пары в вакууме, закон сохранения энергии запишется в виде Zzv = т+с2 + т_с2.
Суммарный импульс электрона и позитрона максимален, когда они оба движутся в направлении Y-кванта. Тогда
Zzv/ с = р+ + р- = m+v+ + /л_
Предыдущее и последнее выражения совместны лишь при їй = = v_ = с, а это значит, что рождение Y-квантом пары электрон — позитрон в вакууме возможно формально лишь при Zzv —оо .
Оценим энергию ядра отдачи при рождении пары. Максимальная энергия отдачи будет в том случае, если электрон и позитрон вылетают относительно направления Y-кванта под углами 90° и угол между их направлениями движения 180°. При этом импульс ядра отдачи равен импульсу Y-кванта, т. е. Zzv/c = Mv, где M — масса ядра; V — его скорость, а энергия ядра отдачи (максимально возможная) Ea = (Av)2/ (2 Mc2). Выражая энергию в мегаэлектронвольтах, получаем
Ea ж (Zzv)2 10-3/2Л, Мэв.
49 Дія ^-квантов с энергиями, меньшими примерно 10 Мэв, и для А > 10 Ea < 5 кэв. При образовании пары в поле электрона при тех же услозиях его энергия отдачи может быть значительно больше (Ee = тс2 \ уг\ + (Zzv)2/(m2c4) — 1]). Последнее обстоятельство позволяет выделять в эксперименте случаи рождения пары электрон — позитрон в поле электрона. В таких случаях в трековых приборах (например, в камере Вильсона) видны характерные триплеты (три трека, начало которых в одной точке).
Сечение образования пар на электронах и ядрах атома пропорционально Z2 и довольно сложным образом зависит от энергии. Типичные зависимости <уп от энергии приведены на рис. 2.6. Вначале сечение образования пар растет очень быстро, затем рост замедляется и при очень больших энергиях (Zzv > 137 /TZC2Z-1/3) сечение достигает постоянного значения, различного для материалов с разными Z:
Юмакс ~ 1.9 • IO-2CM7 Z2 In (183 Z-1/3), CM2. (2.45)
Энергия Y-кванта распределяется почти равновероятно между электроном и позитроном. Однако с ростом энергии y-квантов преобладающим становится асимметричное распределение энергии. Следует отметить, что спектры электронов и позитронов несколько отличаются, если принять во внимание, что при удалении от ядра, в поле которого образовалась пара, электроны испытывают торможение, а позитроны—ускорение. Этот эффект тем больше, чем выше атомный номер ядра и меньше энергия y-кванта.
Компоненты пары —• электрон и позитрон — при больших энергиях y-квантов испускаются в направлении их движения в пределах углов по порядку величин, равных mc2/ (Zzv). При низких энергиях угловое распределение менее анизотропно и зависит от Z атома.
При регистрации y-квантов по эффекту образования пар имеет существенное значение то, что позитроны через очень короткое время аннигилируют, испуская два фотона с энергией 0,51 Мэв. Аннигиляция имеет наибольшую вероятность при малых энергиях позитронов, поэтому угол между направлениями аннигиляционных квантов равен 180°.
Многократное рассеяние \-квантов. Рассмотренные выше основные процессы взаимодействия y-излучения с атомами и электронами вещества приводят к изменению направления движения квантов, к изменению их энергии, образованию электронов и позитронов с непрерывным спектром энергий, которые, в свою очередь, создают тормозное и аннигиляционное излучение,. Поэтому в целом картина прохождения y-квантов в веществе оказывается весьма сложной и может значительно отличаться от простого экспоненциального закона, который справедлив лишь для y-квантов, не претерпевших ни одного соударения.
Чаще всего y-кванты регистрируют и определяют их энергию по образованным ими электронам в детекторе. Поскольку в результате взаимодействия y-кванты могут передавать разную долю своей
50 энергии электронам, то измерение энергии у-квантов по электронам требует сложного анализа.
Фотоядерные реакции. При поглощении у-квантов ядрами последние оказываются в возбужденных состояниях. Если энергия возбуждения выше энергии связи протона или а-частицы в ядре или если энергия возбуждения выше порога деления, то возможны (у, р)-, (у, а)-, (у, /)-реакции с испусканием заряженных частиц и другие. Использование этих реакций для регистрации у-излучения ограничивается сравнительно малыми сечениями фотоядерных реакций по сравнению с аналогичными реакциями, вызываемыми нейтронами.
Наибольший практический интерес представляет реакция фоторасщепления дейтона. Эта реакция, как и все фотоядерные реакции, пороговая с энергетическим порогом 2,23 Мэв. Сечение реакции фоторасщепления дейтона имеет максимальное значение при энергии Y-излучения около 4 Мэв и равно примерно 2 • 10~27 см2.
