Лоренц-фактор

Линия мировая 20)1 Лоренц-фактор 223 [c.247]

ПЕРЕХОДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ДЕТЕКТОР — детектор быстрых заряж. частиц, регистрирующий переходное излучение, испускаемое при пересечении частицей границы раздела сред с разл. диэлектрич. проницаемостью. Интенсивность переходного излучения в широкой области энергий пропорц. квадрату заряда частицы (2е ) и лоренц-фактору частицы у = [1 —(о/с) ] /г, где V — скорость частицы. Оси. часть излучения ле- [c.577]

Легирование 38, 41, 103 Лоренца факторы 59 [c.341]

В пионерской работе Гинзбурга и Франка [45.1] был рассмотрен случай перпендикулярного пролета заряженной частицы через плоскую границу раздела двух однородных сред. Было показано, что при этом возникает излучение, названное авторами переходным, которое в основном сосредоточено в оптической области частот, если рассматривать ту его часть, которая испускается в заднюю полусферу (назад) относительно направления движения частицы. Спектральная интенсивность излучения в этом случае с увеличением лоренц-фактора частицы (отношения полной энергии к энергии покоя) растет по логарифмическому закону. Следовательно, измерение интенсивности переходного излучения в принципе дает новый способ определения лоренц-фактора частицы высоких энергий. [c.11]

На этом этапе исследований казалось, что практическое использование переходного излучения для детектирования и идентификации частиц сталкивается со следующими трудностями 1) зависимость интенсивности излучения от лоренц-фактора 7 частицы слаба (логарифмическая), и поэтому требуется большая точность измерения 2) для того, чтобы интенсивности излучений от отдель- [c.11]

Кроме черепковского максимума при > = >4 (если выполнены условия (1.41)) величина (1.37), как функция угла имеет еще один максимум, также весьма резкий при больших энергиях заряда. Этот максимум, максимум переходного излучения, связан с выражением 1—р соз Н в знаменателе, которое при малых углах испускания имеет вид 1—" + ) . Для ультрарелятивистских частиц, т. е. когда лоренц-фактор [c.40]

Рис. 1.3. Угловая зависимость интенсивности оптического переходного и черенковского излучений (при заданной частоте), испускаемых частицей вперед при пересечении границы среда-вакуум ( =1,6 е"=0,01). Максимумы справа (при г 0,545 и 0,875 рад) соответствуют черепковскому излучению (при 7=2 и 7>10), а максимумы при <0,05 рад—переходному излучению. Числа у кривых указывают значение лоренц-фактора частицы

Рис. 1.4. Угловая зависимость интенсивности рентгеновского переходного излучения вперед (при частоте о =10 <оо)> образуемого на границе среда-вакуум. Числа у кривых обозначают лоренц-фактор частицы

Числа у кривых обозначают лоренц-фактор частицы [c.46]

Рис. 2.2. >ловая зависимость частотно-углового распределения интенсивности переходного и черенковского излучений, образуемых в пластине вперед (верхний график) и назад (нижний график). Цифры у кривых указывают значение 0 (2оз/1/ " 0,001 лоренц-фактор частицы равен 10 [c.62]

Рис. 2.8. Зависимость полной энергии РПИ вперед в случае пластины (РЬ) от значения лоренц-фактора частицы (штриховые кривые рассчитаны без учета поглощения в веществе) кривая 1—предельно большая толщина (т. е. случай границы раздела среда-вакуум), 2—мкм 3— =10 мкм, 4—а 10 мкм.

Излучение, соответствующее максимумам, определяемым условием (3.27), можно назвать резонансным переходным излучением [78.1]. При этом разные максимумы можно рассматривать как гармоники с разными номерами т. Из требования, что условию (3.27) должны удовлетворять действительные величины со и следует, что каждая гармоника возникает только тогда, когда лоренц-фактор частицы у больше некоторого порогового значения, тем большего, чем меньше номер гармоники т, а сама гармоника (если она возникает), может находиться только в некотором интервале частот, определяемом параметрами стопки, 7-фактором частицы и номером гармоники т. [c.86]

Когда лоренц-фактор частицы достигает такого значения, [c.94]

Рассмотрим теперь суммарную интенсивность РПИ, испущенного стопкой пластин. С точки зрения практических приложений важно, чтобы суммарная интенсивность (число квантов) в данном интервале регистрируемых частот была достаточно большой и заметно зависела от лоренц-фактора частицы. К сожалению, часто этим двум требованиям трудно бывает одновременна удовлетворить. Поэтому в каждом конкретном случае необходимо подбирать параметры стопки, а также и 7 так, чтобы добиться оптимального результата [75.30,75.31,76.15,81.12]. [c.96]

А) и >-=1000 мкм (кривые В) от лоренц-фактора [c.100]

Из (5.21) следует, что в рассматриваемом случае размытость границы приводит к уменьшению интенсивности для всех углов и частот излучения. Для иллюстрации этого на рис. 5.1 приведены кривые угловой зависимости интенсивности РПИ вперед (при заданной частоте) в случае размытой границы, когда частица вылетает из среды в вакуум. Кривые вычислены с помощью формулы (5.19) в предположении о линейной зависимости (<г) в пределах граничного слоя. На рисунке хорошо видно, что при выполнении условий (5.20) интенсивности РПИ в случаях размытой и резкой границ отличаются мало. Однако, когда длина размытия ZQ порядка соответствующих зон формирования или больше, интенсивность излучения существенно уменьшается. Поскольку с уменьшением лоренц-фактора зоны формирования уменьшаются, то интенсивность РПИ в случае размытой границы с уменьшением 7 спадает быстрее, чем в случае резкой границы. [c.112]

Если размеры сгустка имеют порядок ОД — 1 см, лоренц-фактор частиц 10 , ТО для оптической области частот 10 см) фактор когерентности О в случае равномерного распределения частиц в сгустке имеет порядок 10 —10 т. е. критическое число Л кр 10 — 10 В случае гауссовского распределения это число значительно больше. Для рентгеновской же области частот число Л кр получается настолько большим, что для реальных пучков, имеющихся в современных ускорителях или накопителях, излучение всегда получается практически полностью некогерентным, [c.138]

Ионизационные потери сосредоточены в основном в области частот порядка атомных, а переходное излучение имеет широкий частотный спектр, который простирается до частот, намного превышающих атомные, если лоренц-фактор частицы достаточно велик. Если ограничиться только областью атомных частот то при толщинах, намного превышающих зону формирования переходного излучения на этих частотах (которая имеет порядок соответствующей длины волны), величина не зависит от а и [c.143]

Из (14.34) —(14.37) следует, что края частотных распределений (14.34) и (14.35) не зависят от лоренц-фактора т частицы, в то [c.199]

Цифры у кривых указывают значения лоренц-фактора [c.219]

Частотные спектры полного излучения (16.38) и краевого эффекта (16.43), вообще говоря, сложным образом зависят от частоты излучения оз. лоренц-фактора заряженной частицы и толщины пластины а. Для того, чтобы разобраться в этой зависи- мости, заметим, что поведение краевого эффекта в значительной [c.221]

Для выяснения роли эффектов интерференции между излучениями, образованными в разных пластинах, рассмотрим случай, когда релятивистская частица с лоренц-фактором 7 пролетает через две одинаковые пластины с толщиной а и диэлектрической проницаемостью расположенные в вакууме параллельно друг другу на расстоянии Ь, [c.232]

На рис. 17.2. и 17.3 приведены спектры полного излучения и краевого эффекта й( ) двух оловянных пластин с толщиной а--100 мкм, расположенных в вакууме на разных расстояниях Ь и при разных значениях 7 лоренц-фактора электрона. Для сравнения приведены также спектры и7" р(о)) [c.238]

Оси. характеристика П. и. д.— зависимость между эффективностями регистрации частиц (ц и г) ) с разными лоренц-факторами (у пионов и электронов одинаковой энергии (рис. 3). Эта зависимость определяет т. н. коэф. режекцииЛ = 1 (при [c.578]

В 1959 г. Гарибяном [59.4] было показано, что потери энергии на излучение ультрарелятивистской частицей (у> 1) в ве-ш,естве, имеющем границу раздела с вакуумом, растут прямо пропорционально лоренц-фактору [ частицы. Как выяснили Барсуков [59.5] и Гарибян [59.4], это происходит из-за того, что спектр переходного излучения, испускаемого частицей из рассматриваемой полубесконечной среды в переднюю полусферу (вперед) относительно направления своего движения, простирается также и на область рентгеновских частот вплоть до частот порядка оТ ( >0—-плазменная частота вещества), причем полная интенсивность излучения пропорциональна лоренц-фактору частицы. [c.12]

Как известно, полные потери энергии частицы состоят из потерь на излучение и ионизационных потерь. При больших значениях лоренц-фактора ионизационные потери на единицу длины пути в бесконечной (или полубесконечной) среде не зависят от 7 (эффект плотности Ферми). В той же работе [59.4] Гарибяном было найдено, что в пластине, толщина которой мала по сравнению с некоторой критической величиной (имеющей порядок зоны формирования оптического переходного излучения в веществе), эффект плотности в ионизационных потерях отсутствует (см. также [81.1]). [c.12]

При больших частотах излучения мнимая часть поляризуемости среды, обусловленная ее поглощающей способностью, мо-л<ет стать того же порядка, что и действительная часть поляризуемости, или даже больше (см., например, [74.7]). Гарибян и Ян Ши показали [76.2], что в этом случае поглощающая способность должна играть заметную роль в процессе образования РПИ. Это приводит к более сильной, а именно, к квадратичной зависимости полной энергии РПИ от лоренц-фактора [ частицы при достаточно больших значениях 7. Такэй же эффект имеет место и в случае пластины и стопки пластин (см. работу Авакяна и др. [77.4, 77.1, с. 592]). [c.16]

Начиная с 1969 г. Юань с сотрудниками (США) выполнили ряд экспериментальных работ по исследованию РПИ [69.3, 69.4, 70.2—70.4, 71.2, 71.6, 72.9- 72.10, 75.10—75.13] и получили хорошее согласие с теоретическим предсказанием [59.4] о линейном росте полной интенсивности излучения с лоренц-фактором (в этой связи см., например, обзорный доклад Юаня [73.2, с. 334]). В этих экспериментах РПИ детектировалось с помощью германиевого счетчика, кристалла Сз и многонитевой пропорциональной камеры. [c.17]

В предыдуш,их разделах мы исследовали излучение, возни-каюш,ее при прохождении заряженной частицы через вещество, имеющее границы раздела. Однако частица теряет энергию не только на излучение, но и на возбуждение и ионизацию атомов вещества. Такие потери (так называемые ионизационные потери) быстрых частиц впервые были рассмотрены классически еще Н. Бором, а впоследствии Бете, Блохом и другими в квантовом подходе (см. [48.1,80.14]). Без учета поляризации среды полем частицы ими было показано, что эти потери должны логарифмически расти с ростом лоренц-фактора у частицы. Затем Ферми показал что учет поляризации безграничной однородной среды приводит к сильному искажению поля частицы в среде по сравнению с полем в вакууме и, в результате, после небольшого логарифмического роста потери становятся не зависящими от т эффект плотности Ферми)" . [c.138]

Рис. 8.1. Зависимость полных потерь энергии частицы в кремнии, нормированных на плато Ферми WF (формула (8.8)), от лоренц-фактора частицы. Кривая Л соответствует теории Бора ((8.7) или (8.13)), кривая теории Ферми ((8.7) и (8.8)). Кривые В перехода от кривой Б к кривой А соответствуют пластинам конечных толщин мкм, 2=0,2 мкм, 7 р=550 гз=0,3мкм,

На рис. 16.4—16.6 приведены кривые зависимости спектральных интенсивностей полного излучения и/пол( 0 краевого эффекта и кэ(< 0 разных толщин а пластины и разных значений лоренц-фактора 7 электрона. Для сравнения приведены также частотные спектры У7пер(< >) обычного переходного излучения. [c.228]

Рис. 16.5. Частотные спектры полного излучения 1Гпо.1(оз) (тонкие сплошные кривые), образуемого в оловянной пластине (Ьсоо- 51,2 эВ, рад-1,21 см) электроном с лоренц-фактором 7- 10" . Жирные сплошные кривые — краевой эффект, точечные — обычное переходное излучение. В области низких частот кривые полного излучения и краевого эффекта сливаются. Цифры у кривых соответ-с вуют различным значениям толщины пластины л 1--20 2—100 З—Ю 4—

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...