Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
Осн. характеристики тормозного излучения даёт класснч. электродинамика [1]. Квантовая теория обеспечивает более точные количеств, результаты [2—4]. Вероятность излучения электроном, имеющнм энергию #, фотона с энергией даётся ф-лой
We(f,S')dS' = 4па22г*-^{[і+(і~^)2]ф1_
Здесь п — число атомов вещества в 1 см3, а = 1/137; r0 = 2,82-IO-18 см. Ф-ции O1. Ф2 описывают экраниро-
вание кулоновского пола ядра атомными электронами, к-рое харантернзуется параметром
. ПС2 „“‘/з
v=10°— 'TT 2 '
где т — масса электрона. При у 3> 1 экранирование отсутствует, тогда
ф>=|п(-^г-— )~Т ф»=- —ф>-
Когда V = O, имеет место полное экранирование, при к-ром
O1=Inimz~4*); ф2—¦—In (i9iz v,)+4"*
В промежуточных случаях выражения для Ф1 и Фа становятся более сложными [3].
Р. п. иа пути х для электрона можно определить, интегрируя выражение (1) по энергии фотона:
— (2)
о
В случае и высоких энергий получаем
-(-?-) = W-rV[ln(19,z'''-)+f ].
При этом относит. потери энергии (— (Ufjdx)U являются пост, величиной для данного вещества. При малых энергиях относит. Р. п. растут логарифмически с ростом что следует нз (2):
\ dx J о \ тс3 3 )
В случае полного экранирования
w^-ІГТ’
Хщ 0
где х0 — т. и. радиац. длина, определяемая выражением
2 І ~11
1 2 2 -»/-
— = AnaZ г In (191Z '*).
Хй о
Для вещества сложного хим. состава
—=S -
*• І 0
Дифференциальное сечение радиационного торможения 0,8 электронов в Pb при >'/тпс* = IOt(J), 2 • 10Т(2), °.6 4- 10’<Л). І0'(4), 2 -IOV), 04
10V6), 10‘»(7), — оо (9).
0,2
ростом энергии фотона. Макс. энергия фотона равна энергии электрона. Угл. распределение тормозных фотонов имеет максимум в направлении движения электрона. Ср. угол испускания тормозных фотонов определяется выражением
# тс*
Прн торможении электронов в монокристаллах Р. п. могут зависеть от направления движения электрона относительно кристаллографнч. осей. При определ. условиях имеют место когерентное тормозное излучение и излучение каналированных частнц. Энергетич. спектр тормозных фотонов при этом отличен от спектра, возникающего прн торможении электронов в аморфном веществе [5].
К Р. п. можно отнести также потери за счёт Черепкова — Вавилова излучения, испускаемого заряж. частицами, движущимися в веществе со скоростями, превышающими фазовую скорость света в данной среде, и за счёт т. н. переходного ивлучения, испускаемого заряж. частицей при пересечении границы раздела сред, имеющих разные значения диэлектрич. проницаемостей.
Движение электронов в вакууме может также сопровождаться Р. п. энергии, если они движутся в магн. поле [6]. Эти потери энергии неизбежны в циклич. синхротронах (см. Синхротроннеє и&яучение).
Лит.: 1) Ферми 3., Ядерная физика, пер. с англ., М., 1951; 2) Гайтлер В., Квантовая теория излучения, пер. с англ., М., 1956; 3) Б е л е н ь к и й С. 3., Лавинные процессы в космических лучах, М.— JI., 1948; 4) Росси Б., Частицы больших энергий, пер. с англ., М., 1955; 5) Review of particle properties, «Phye. Lett.», 1988, v. B 204; 6) Базылев В. A., Жеваго H. К., Излучение быстрых частиц в веществе и во внешних полях, М., 1987. А. С. Белоусов.
РАДИАЦИОННЫЙ ЗАХВАТ — ядерная реакция, в к-рой налетающая частнца захватывается ядром-мишенью, а энергия возбуждения образующегося составного ядра излучается в виде v-квантов (иногда — конверсионных элентронов; см. Конверсия внутренняя). Р. з.— преобладающий процесс взаимодействия с ядрами для нейтронов, для др. частиц он играет существенно меньшую роль.
Р. з. медленных нейтронов с энергией # в оси. идёт через резонансное образование состояний составного (компаунд) ядра при Z=O (CM. Нейтронная спектроскопия). Сечение Р.з. от описывается Врейта — Вигнера формулой
(J1__у_____,
°Т^Л( 2я ) (*-
#ГпГ у
Л)2+Г2/4
(1)
где X — радиац. длина і-го компонента, Zi — его относит. вес. Выражение для относит. Р. п. электрона на радиационной единице длины имеет вид (\l#)(d#fdx) =1, Интегрирование этого выражения даёт величину энергии электрона после прохождения слоя вещества толщиной х (в радиац. единицах длины):
ехр (—ж).
Эиергетнч. спектр фотонов тормозного излучения непрерывен (рис.). Число фотонов уменьшается с
1,4 L M^(SlS1)SfX0
Здесь Г — полная ширина нейтронного резонанса, Гп, Гт — нейтронная и радиац. ширины нейтронного резонанса, #а — кииетич. энергия нейтрона в максимуме резонанса, % — длина волны нейтрона, g — т. н. спиновый фактор, зависящий от спиновых состояний исходного и составного ядер. Для тепловых нейтронов Р. з. обусловлен вкладом ближайших состояний составного ядра, в т. ч. состояний с энергией меньше энергии связи нейтрона. Сечение Р. з. тепловых нейтронов
oY—6,5 -IO-1V
(2)
О O1I 0,2 0,30,4 0,5 0,6 0,70,6 0,91,0 *1(8+тс*)
гдеГп = TnVrMJ. Суммирование ведётся по всем резонансам (і), приближение справедливо при |^0| » |<f0| » Г. Множитель J в (2) обусловливает т. н.
закон Hv в сечении Р. з. медленных нейтронов. Для ядер, у к-рых имеется резонанс при низкой энергии нейтронов (? <, 0,3 эВ), сеченне велико и достигает І04—10й барн (напр., у 113Cd 2-Ю4, у 167Gd 2,5-10а).
