Пары рождение

ПАР РОЖДЕНИЕ, см. Рождение пары. ПАРА СИЛ, система двух сил Р пР, действующих на тв. тело, равных но абс. величине и направленных параллельно, но в противоположные стороны, т. е. Р ——Р. П. с. не имеет равнодействующей, т. е. её нельзя заменить (а следовательно, и уравновесить) одной силой. [c.516]

Найти пороговую энергию фотона для рождения пары электрон — позитрон в поле покоящегося протона, если массы покоя электрона и позитрона равны то, а протона — Мо. [c.235]

Видно, что для рождения пары необходимо, чтобы энергия фотона была больше 2/по (этого требует закон сохранения импульса). [c.235]

Проблема происхождения космических лучей, проблема рождения пар частиц в космических условиях и многие другие также находятся в тесной связи с проблемами ядерной физики. [c.15]

Остановимся на трех важнейших процессах, возникающих при прохождении 7-фотонов через вещество, а именно на фотоэффекте на комптоновском рассеянии у-фотонов и на рождении пары легких частиц (электрон—позитрон) в поле атомного ядра. Помимо этих процессов, 7-фотоны высокой энергии могут вызывать и ряд других явлений ядерный фотоэффект, деление ядер, рассеяние и резонансное рассеяние на ядрах, образование пар в поле электронов и в поле излучения и др. [c.31]

Внутренняя конверсия электронов. Рождение пар [c.258]

Из релятивистской теории Дирака следует, что поглощение обычной частицы эквивалентно рождению античастицы (и наоборот). Действительно, если из состояния с отрицательной энергией изъять одну частицу (поглощение), то это будет равносильно уменьшению энергии на —ШеС , т. е. увеличению ее на При этом появляется дырка со свойствами античастицы (рождение). Таким образом, для частиц и античастиц существует своеобразная алгебра, которая позволяет переносить их из одной стороны уравнения, описывающего какой-либо процесс, в другую с одновременной заменой частицы на античастицу. Проиллюстрируем ее на примере образования (е+—е )-пары и фотоэффекта. [c.547]

Из этого уравнения следует, что образование антинуклона может происходить только вместе с нуклоном, подобно тому как позитрон образуется только в паре с электроном. При этом по отношению к процессам рождения и аннигиляции оба типа нуклонов [c.622]

Рождение антинуклонов. Антинуклон рождается в паре с нуклоном. Кроме отмеченного выше процесса (81.1) образования антинуклона при соударении двух нуклонов [c.631]

Об особенностях диаграмм, изображающих рождение я аннигиляцию пар частица — античастица, см. 10, и, 3. [c.17]

Обращает на себя внимание также то, что в (N—N)- и (п—Л/)-взаимодействиях /С-мезоны и гипероны образуются не поодиночке, а группами ( парами, тройками), причем не любые их комбинации возможны (ассоциативное рождение). Наблюдалось, например, совместное образование Л -гиперона и 0 -ме-зона в реакции [c.177]

Рождение антинуклонов. Антинуклон рождается в паре с нуклоном. Кроме отмеченного выше процесса (15.1) образова-15—7566 [c.225]

Во-вторых, правило частот (3.1.11) ярко демонстрирует дискретность процесса испускания (поглощения) излучения атомом. Вместо непрерывного, требующего какого-то конечного промежутка времени процесса испускания или поглощения электромагнитной волны происходит мгновенный акт рождения или уничтожения фотона, при этом со----------------- стояние атома соответствующим образом скачкообразно меняется. В зависимости от того, между какой парой уровней данного атома совершился квантовый переход, рождается (уничтожается) фотон, вносящий вклад в ту или иную линию спектра испускания (поглощения). [c.66]

Экситоны. Поглощение фотонов диэлектриками и полупроводниками может приводить к рождению электроннодырочных пар. При этом возможны две качественно различные ситуации. [c.151]

Варьируя это выражение по и с дополнительным условием (2.4), мы получаем в качестве условия экстремума равенство (2.6). Таким образом, условие (2.6) является не только условием, запрещающим рождение пар, но одновременно и условием экстремума энергии. [c.889]

Для атомных ядер наиболее характерны энергии порядка 1 МэВ. Например, энергия в несколько мегаэлектронвольт (около десяти) обычно нужна для того, чтобы вырвать из ядра один протон или нейтрон. В отдельных случаях в ядерной физике приходится иметь дело с более низкими энергиями. Так, вылетающие из ядра у-кванты часто имеют энергии порядка сотни и даже десятка кэВ, а иногда и ниже. При энергиях столкновения выше 1 МэВ становится возможным рождение электронов (в паре с позитронами). При энергиях столкновения до 150 МэВ происходит энергичное разрушение атомных ядер, но составляющие их элементарные частицы остаются неизменными. При энергиях столкновения выше 150 МэВ начинается рождение новых частиц, сначала сравнительно легких (пионы), а затем все более и более тяжелых. [c.10]

Серии бифуркаций при касании инвариантных многообразий 5+ и 8 . Описываемые в этом разделе серии бифуркаций были обнаружены в работах [117—119, 137, 262]. Они возникают в нроцессо сближения и касания интегральных многообразий седловых равновесий или седловых периодических движений. Касания инвариантных многообразий и 8 приводят к возникновению гомоклинических структур или их изменениям как на уровне исходных инвариантных многообразий, так и новых, возникающих в гомоклинической структуре. Эти серии бифуркаций состоят в попарном рождении периодических движений разных типов, например и Г , и последующем трансформировании периодического движения Г по типу серии бифуркаций удвоения периода. В результате возникает как бы двойная серия бифуркаций рождения пар и последующих удвоений одного из движений в каждой паре. Рождение из ничего пар периодических движений, по существу, уже было описано в главе 6 в ситуациях 2, 3 и 6. Проводимое там рассмотрение следует лишь несколько нрод(1Л-жить с точки зрения происходящих в этих ситуациях бифуркаций. [c.178]

Решающий эксперимент осуществили Штейнбергер, Пановский и Стеллер на электронном синхротроне в Беркли. Схема их установки приведена на рис. 2.20. Пучок фотонов с энергией до 330 МэВ, образованный электронным пучком из ускорителя, над ал на берилл иевую мишень. Пары рожденных в мишепи фотонов регистрировались двумя одинаковыми телескопами, включенными на совпадения. Телескопы состояли из трех сцинтилляционных счетчиков и тонкого (6,3 мм) свинцового конвертора между счетчиками 7 и 2. Регистрировалось совпадение сигналов в счетчиках 2 и 3 при отсутствии сигнала в счетчиках 7, т. е. телескопы фиксировали две выходящие из мишени нейтральные частицы, образующие в тонком слое свинца частицы заряженные. [c.64]

Л. Ледерман и его коллеги с этой целью исследовали спектр масс тяжелых /х+/х -пар, рожденных на ядрах 400 ГэВ-нымн протонами ускорителя ФНАЛ. Они создали двухнлечевой спектрометр, позволивший достичь разрешения по эффективной массе димюонов, практически предельно возможного при этом методе их рождения. Необходимость этого последнего требования Ледерман понимал как никто другой ранее, в другом эксперименте, исследуя также спектр масс /х+/х -пар, образованных в пучке протонов, он и его коллеги из-за недостаточного разрешения установки по массе упустили возможность открытия Т/ф они видели некоторую нерегулярность нри массе вблизи 3,1 ГэВ (локальное возрастание числа событий при общем плавном его убывании с увеличением массы /х+/х ), но обнаружить узкий пик Т/ф ш смогли, так как оп размазывался по шкале масс [c.149]

Этот эффект, называемый также рассеянием света на свете, согласно предсказаниям квантовой электродинамики, должен существовать в вакууме в результате рождения виртуальных электрон-позитрон-ных пар. Вероятность этого процесса обратно пропорциональна энергии рождения пары, равной 1 МэВ, и поэтому эффект крайне мал и до сих пор не наблюдался. Поскольку в веществе энергия рождения пары электрон— дырка имеет порядок 1 эВ, то должен существовать эффект рассеяние света на свете в веществе с интенсивностью, на много порядков большей и поэтому доступной наблюдению, что подтверждено опытами С. М. Рывкина и др. До сих пор рассеяние света на свете наблюдалось лишь в конденсированном веществе (в воде, в кристаллах кальцита и dS), нелинейность которого гораздо больше вакуума. [c.412]

В 1937 г. К. Андерсон и С. Неддермейер открыли в составе космических лучей 1-частицы ( л , с массой около 200 электронных масс, эти частицы были названы мю-мезонами. Сразу же была обнаружена нестабильность fi-частиц, время их жизни составляет 2,2-UF сек. Несколькими годами раньше (1933) было открыто явление превращения жесткого гамма-кванта в пару электрон—позитрон ( рождение пар ) и обратное явление превращения пары электрон—позитрон в жесткие гамма-кванты ( исчезновение пар ). В этих явлениях физика встретилась с новой очень важной проблемой— с проблемой взаимопревращаемости элементарных частиц. [c.12]

Для образования пары в поле ядра энергия -[-фотона должна быть несколько больше 2аПоС . Для образования пары в поле электрона энергия 7-фотона должна быть больше 4тоС . Поэтому образование пары в поле ядра является более вероятным процессом, чем образование нары в поле электрона. Рождение пары на фотоне требует еще больших энергий и огромных плотностей излучения. [c.37]

Электромагнитные взаимодействия по своей интенсивности в 10 — 10 раз слабее сильных взаимодействий и наблюдаются между электрически заряженными частицами, ими обусловлены кулоновские силы, процессы рождения электронно-позитронных пар 7-фотонами, распад я"-мезона на два у-фотона и раснад Е -ги-перона на Л >-гиперон и у-фотон. [c.360]

Из всех перечисленных процессов экспериментально может быть обнаружена только заключительная стадия образования электрон-позитронных пар, так как ни я -мезон, ни -квант не оставляют следов, а О отстоит от пары на большом расстоянии— примерно 3 см [среднее расстояние, проходимое у-квантом в эмульсии до образования (е+ — е )-пары, или длина конверсии]. Однако несложный анализ расположения пары позволяет найти предполагаемое место рождения я -мезона. Анализ заключается в том, что для большого числа случаев распада я°-мезонэ измеряется величина г, равная расстоянию от биссектрисы угла, образованного следами пары, до ближайшей звезды, мимо которой проходит биссектриса. Легко видеть, что величина г зависит от времени жизни я°-мезона. Так, например, если бы время жизни я°-мезона было равно нулю, то во всех случаях величина г также равнялась бы нулю и биссектриса угла между следами пары проходила бы через центр звезды О. [c.582]

Из этого ура1внения следует, что образование антинуклона может происходить только вместе с нуклоном, подобно тому как при рождении (е+—е )-пары позитрон образуется только вместе с электроном. При этом по отношению к процессам рождения и аннигиляции оба типа нуклонов (р и п) и антинуклонов р и Я) выступают симметричным образом. Это означает, что процесс аннигиляции наблюдается при столкновении любого нуклона (р или п) с любым антинуклоном р или п). То же относится и к процессу их совместного образования. (Разумеется, при составлении соответствующих уравнений надо учитывать закон сохранения электрического заряда.) [c.217]

Согласно этой теории, в вакууме, прежде считавшемся пустотой , непрерывно происходит рождение множества виртуальных, короткоживущих частиц (фотонов, электронов, позитронов и др.). Взаимодействие виртуальных частиц с реальными физическими объектами приводит к наблюдаемым физическим эффектам, например отклонению магнитного момента электрона от предсказываемого классической электродинамикой значения. В связи с этим принципиально иную трактовку получили, казалось бы, хорошо известные и прежде отождествлявшиеся понятия элементарный электрический заряд и заряд электрона . Поясним физику явления. Внесенный в физический вакуум электрон оказывается окруженным облаком виртуальных элект-роы-позитроняых пар (см. рис. 18), которое частично экранирует его заряд. Все такое образование в целом принято называть физическим электроном [65], а объект, лишенный облака вакуумной поляризгщии,— голым электроном. При наблюдении с больших расстояний измеряемый заряд оказывается вследствие экранирования меньшим заряда голого электрона, это и есть классический элементарный заряд е. По мере проникновения в глубь облака виртуальных электрон-позитроныых пар экранировка уменьшается, и измеряемый заряд должен возрастать. Подтверждением этого являются известные факты нарушения закона Кулона на малых расстояниях. В пределе эксперимент мог бы дать значение заряда голого электрона, но энергии зондирующих частиц при этом становятся настолько большими, что 110 [c.110]

Рис. 58 Рождение электрон - позит-рошюй пары при взаимодействии у-кванта с полем атома

Сделанные замечания относились к междузонным переходам, связанным с возбуждением электрона, т. е. с рождением электронно-дырочной пары при этом фотон поглощался. Обратные процессы (рекомбинация электронно-дырочной пары) также могут идти как через прямые, так и через непрямые переходы. [c.151]

Фотоэффект, эффект Комптона, рождение электронно-позитронных пар. Предположим, что через вещество распространяется монохроматический пучок фотонов. Энергию фотонов будем варьировать в широком интервале от оптического диапазона к рентгеновскому и далее — к -у-излу-чению. При прохождении через вещество интенсивность фотонного пучка будет уменьшаться за счет различных процессов фотон-электронного взаимодействия, приводящих к поглощению или рассеянию фотонов. Не будем принимать во внимание резонансные процессы взаимодействия излучения с веществом. Тогда остаются три процесса, приводящие к ослаблению фотонного пучка фотоэффект (фотоны поглощаются электронами), эффект Комптона (фотоны рассеиваются на электронах), рождение электроннв-позшп- [c.157]

Дж), полученная для фотонного пучка, проходящего через свинец, показана на рис. 7.1. Там же штриховыми кривыми представлены зависимости от Аа/тс для 1 ф. Лк и т п. Видно, что при относительно невысоких энергиях фотонов основным процессом, приводящим к ослаблению пучка, является фотоэ( 5фект. При более высоких энергиях фотонов (в данном случае при аЛ(о/тс <.10) преобладает э ект Комптона, а при еще более высоких энергиях (при Л(о//пс2>-10) основным становится эфс )ект рождения электронно-позитронных пар. Последний эффект имеет энергетический порог снизу ясно, что фотон не может превратиться в электронно-позитронную пару, если его энергия меньше суммы энергий покоя электрона и позитрона. Это означает, что энергия фотона (в данном случае лучше говорить о v-кванте) должна быть больше 1 МэВ. [c.158]

Более интересны ситуации, когда энергия возбуждения поглощается в одном месте кристалла, а высвечивание происходит в другом месте. В случае фотолюминесценции это означает, что фотон излучения накачки поглощается в одном месте кристалла, а фотон люминесцентного излучения рождается в другом месте. Передача энергии возбуждения от одного места к другому осуществляется с помощью либо электронов проводимости н дырок, либо экситонов, которые представляют собой, как уже отмечалось, связанные электронно-дырочные пары. Поэтому подобные ситуации должны быть связаны с рождением либо электронов проводимости и дырок, либо экситонов. Соответствующие переходы (обусловленные поглощением энергии возбуждения) обозначены на рис. 8.2 цифрами 3, 4, 5. Переход Л есть переход электрона из валентной зоны в зону проводимости при этом рождаются электрон проводимости и дырка. Переход 4 связан с рождением экситона. Переход 5 есть переход электрона с оиювного уровня иона-активатора в зону проводимости при этом рождается электрон проводимости. [c.189]

При выполнении этого условия правила коммутации для новых операторов будут такими же, как и у старых операторов Согласно Куперу [1J (см. 1), гамильтониан (2.1) приводит к возможностп образования связанных электронов. Операторы характеризуют перестроенную систему, в которой произошло спаривание электронов. В основном состоянии новой системы должно быть запрещено рождение пар с противоположными импульсами п спинами, которое было возможно в первоначальной системе. Поэтому мы выразим операторы через в гамильтопиане [c.888]

Рассмотрим сверхироводнпк при абсолютном нуле (7 = 0) и выясним свойства системы в основном состоянии. Оператор действуя на вакуум, будет рождать квазичастицу при действии же оператора а,, на вакуум мы получаем нуль. Условие, запрещающее рождение пар, получается, если приравнять к нулю коэффициенты при членах, содержащих произведение двух операторов Таким путем получаем [c.888]

Операторы м,, и V,, мы определим аналогично предыдущошу таким образом, чтобы в гамильтониане компенсировались нее члены, приводящие к рождению пар. Сотяетстпущее условие имеет нид [c.891]

При прохождении у излучения через вещество наиболее интенсивно протекают три процесса фотоэффект, комптон-эффект и рождение электронно-позитронных пар. Каждый из этих процессов приводит к удалению, фотона из пучка. Поэтому ослабление узкого пучка мо-ноэнергетических фотонов описывается экспонентой [c.1170]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...