Рождение пар

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]

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]

Расчетные методы квантовой электродинамики успешно применяются и для расчета практически важных процессов взаимодействия Y-квантов с атомами и ядрами. В этих расчетах ядро трактуется просто как точечный, или размазанный по объему ядра, но жестко связанный, заряд Ze. Здесь, конечно, надо иметь в виду, что, кроме таких чисто электромагнитных взаимодействий, могут идти еще фотоядерные реакции (см. гл. IV, И), а также процессы, связанные с поляризуемостью ядер. Однако интерференция между этими разнородными процессами практически отсутствует. Поэтому все их можно рассчитывать независимо. В чисто электромагнитном взаимодействии у-квантов с атомами и ядрами практически важнейшими процессами являются фотоэффект и рождение пар. Фотоэффект состоит в том, что у-квант поглощается атомом, из которого вылетает электрон. Свободный электрон поглотить фотон не может, так как при этом нельзя одновременно соблюсти законы сохранения энергии и импульса. Очевидно поэтому, что фотоэффект в основном будет идти при энергиях, сравнимых с энергией связи электрона в атоме, и что основную роль (порядка 80% при has > /, где I — ионизационный потенциал) будет играть фотоэффект с самой глубокой /С-оболочки атома. И действительно, сечение фотоэффекта резко падает при увеличении энергии у-кванта. Закон сохранения импульса при фотоэффекте практически не действует, потому что ядру фотон может отдать большой импульс, практически не передавая ему энергии (из-за большой массы ядра). Закон сохранения энергии выражается соотношением Эйнштейна [c.339]

Значение R = 2 прекрасно согласуется с опытным на первом плато. Значение R = 10/3 несколько ниже опытного для второго плато. Но в области = 4 ГэВ начинается рождение пар тяжелых леп-тонов т, для которых Qi = 1- Если допустить, что продуктами распада т в основном являются мезоны, то надо включить в сумму (7.154), что даст значение [c.394]

Так как масса фотона равна нулю, то превратиться в пару он может, только имея энергию больше суммы энергий покоя электрона и позитрона 2тс = 1,02 МзВ. Поэтому сечение рождения пар равно нулю при Е d 2тс . Выше пороговой энергии сечение постепенно возрастает, а при очень больших (порядка 1000 тс ) энергиях практически стремится к константе [c.451]

При переходе к сечениям надо учесть, что для фотоэффекта и рождения пар рассеивающими центрами являются атомы, а для [c.451]

Рио. 8.8. Зависимость эффективного сечения рождения пар на свинце н алюминии от энергии v-кванта = Z -0,58-см [c.452]

Эффективность регистрации заряженных частиц счетчиками Гейгера — Мюллера близка к 100%. Эти счетчики используются и для регистрации Y-квантов за счет вторичных эффектов (фотоэффект, комптон-эффект и рождение пар) на стенках. В этом случае важно правильно выбрать толщину стенки. Через слишком тонкую стенку квант пролетит беспрепятственно, а в толстой стенке выбитый квантом электрон задержится и не даст импульса в счетчик. Эффективность газоразрядных счетчиков по отношению к у-квантам не превышает 1—3%. Специально сконструированными газоразрядными счетчиками можно регистрировать фотоны очень низких энергий, ультрафиолетовые, видимого спектра и даже инфракрасные. [c.499]

Поэтому теоретические расчеты для л хорошо согласовывались с опытными данными, даже без учета рождения пар. [c.529]

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]

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]

Конечно, не все реакции рождения частиц возможны даже при достаточно большой кинетической энергии столкновения. Многие из них запрещены законом сохранения электрического заряда и другими законами сохранения, подробно рассматриваемыми в следующих параграфах. Несмотря на это, можно утверждать, что при достаточно высокой энергии любого столкновения возможно рождение каких угодно частиц. Например, из-за сохранения электрического и барионного (см. гл. И, 2, а также 2 этой главы) зарядов при столкновении двух протонов не может родиться третий протон. Но у протона есть двойник — антипротон р, у которого оба заряда равны по абсолютной величине и противоположны по знаку зарядам протона. Поэтому рождение пары протон — антипротон законами сохранения зарядов не запрещено. Как образно выразился Д. И. Бло-хинцев, при столкновении протон — протон может породиться хоть вся Вселенная, была бы достаточно велика энергия столкновения. [c.274]

Массы шармированных частиц относительно велики. Самый легкий шармированный мезон D имеет массу 1,863 ГэВ, что в два раза превышает массу нуклона. Для того чтобы рождение пары D-мезонов оказалось энергетически возможным, сталкивающиеся обычные частицы должны обладать суммарной энергией кин > 3,926 ГэВ. При таких высоких энергиях открыто огромное число неупругих каналов с рождением одной или нескольких обычных частиц (например, от одного до двадцати с лишним пионов). Выделение из этих многочисленных каналов нужного и является главной трудностью экспериментального изучения шармированных частиц. [c.291]

Во-вторых, в отличие от фотоэффекта, она может идти не только на атоме, но и на изолированном ядре, так как электрон в начальном состоянии здесь не нужен. Сам процесс (7.94) важен тем, что его сечение (в отличие от фотоэффекта и комптон-эффекта) растет с энергией. Поэтому рождение пар в поле ядра является основным процессом поглощения у-излучения высокой энергии в веществе (подробнее см. гл. VIII, 4, п. 6). [c.340]

В начале этого параграфа мы говорили, что в квантовую электродинамику можно наряду с электронами и позитронами включить еще положительный и отрицательный мюоны. Удивительным свойством мюона является его полное сходство с электроном во всех свойствах, кроме массы. Обе частицы электрически заряжены и имеют спин половина. Обе частицы не подвержены сильным взаимодействиям. Электромагнитное взаимодействие для обеих частиц совершенно одинаково вплоть до таких тонких деталей, как, скажем, поправка (7.95) к магнитному моменту (но, конечно, в выражение для магнетона Бора у каждой частицы входит своя масса). Забегая вперед, скажем, что и в отношении слабых взаимодействий электрон и мюон ведут себя совершенно одинаково. И то, что в слабых взаимодействиях мюон распадается на электрон (см. (7.50)), а не наоборот, получается только потому, что мюон тяжелее электрона. Почему в природе существуют две частицы, так сильно различающиеся по массе и столь сходные во всех остальных отношениях Это, пожалуй, один из самых загадочных вопросов физики элементарных частиц. Что же касается практического участия мюонов в квантовоэлектродинамических процессах, то оно в общем-то невелико из-за большой массы мюона. Если явления с виртуальными электронами разыгрываются в области HIm , то явления с виртуальными мезонами ограничиваются областью, размеры которой в двести раз меньше. Поэтому сечение процессов с участием виртуальных мюонов (комптон-эффект, рождение пар и т. д.) на 4—5 порядков меньше соответствующих электронных сечений. Например, сечение комптон-эффекта уменьшается в 200 = 4-10 раз из-за того, что в знаменателе формулы для г1 (см. (7.85)) стоит квадрат массы. Кроме того, про- [c.341]

Процесс рождения электронно-позитронных пар в поле ядра состоит в том, что квант поглощается, а рождаются и вылетают электрон и позитрон. При этом ядро получает некоторый импульс отдачи (см. также гл. VH, 6). Согласующийся с опытом квантовоэлектродинамический расчет показывает, что поглощение фотона и рождение пары происходит не внутри ядра, а около него в области, имеющей размер порядка комптоновской длины волны электрона. Передача импульса отдачи ядру происходит через посредство его кулоновского поля. Без передачи импульса постороннему телу превращение фотона в электронно-позитронную пару запрещено законами сохранения энергии-импульса. [c.451]

Поскольку сечения фотоэффекта и комптон-эффекта в области высоких энергий спадают практически до нуля, то рождение пар становится здесь основным механизмом поглощения уизлучения. Пропорциональность сечения величине имеет место практически при всех энергиях. График зависимости от энергии для свинца и алюминия приведен на рис. 8.8. Универсальная кривая без экранирования рассчитана в пренебрежении экранированием заряда ядра атомными электронами. [c.451]

VIII, сильно проникающими могут быть только нейтральные частицы. В 1930 г. из элементарных частиц были известны лишь протон, электрон и у-квант. В то время рождение пар еще не было открыто, а экспериментальное исследование коэффициента поглощения р. у-лучей (см. гл. V1H, 4) было проведено лишь до энергий в несколько МэВ, при которых влияние рождения пар несущественно. [c.529]

Сплошная кривая — с учетом всех процессов поглощения пунктирная кривая — без учета рождения пар крестиком отмечен коэффициеия поглощения, найденный Ф. Жолно и И. Кюри для новаго излучения. [c.529]

Рождение пар протон-А. наблюдается не только в столкновениях адронов, но и в столкновениях встречных пучков электронов и позитронов с энергиями выше 1 ГэВ. Эксперимеитальпо установлено, что относит, вероятность рождения А. растёт с ростом энергии пучков е+е и при анергии ок. 30 ГэВ составляет неск. десятков процентов. Столь большая вероятность может быт1. объяснена фрагментацией в адроиы жёстких глюонов, вероятность рождения к-рых с ростом энергии увеличивается. [c.106]

Время жизни квазичастиц в ферми-жидкости определяется процессами их рассеяния. При абс, нуле темп-р они сводятся к рождению пар частица-дырка, причём вероятность такого рассеяния (с учётом принципа Паули) для квазичастицы с импульсом р пропорц. р—рр) -Поэтому реальный физ. смысл имеют лишь квазичастицы вбли.чи поверхности Ферми, где эта вероятность мала. Аналогично ср. длина пробега квазичастиц при конечных темп-рах Z Т , так что фермиевская жидкость при низких темп-рах в кинетич. отношении ведёт себя как разреж. газ и должна описываться кинетическим уравнением. Теплопроводность у, и вязкость т) ферми-жидкости с понижением темп-ры изменяются с 1ед. образом [c.270]

Рис. 2. Зависимость полного i сечения а в свинце от энергии фотона в единицах энергии покоя электрона wtg для Комп- 12 тона эффекта (1), фотоэффекта (2). рождения пар е + е (J) по q g оси ординат отложена величина линейного поглощения фотонов ц=Л с (N — концентрация ато- 0,4 мое вещества).

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...