Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
3.3. ТОРМОЗНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕВ 30-х годах Андерсон обратил внимание на то, что формула (3.1) сильно занижает энергетические потери электронов, когда они становятся релятивистскими. Скоро осознали, что здесь имеет место какой-то дополнительный механизм потерь, включающий взаимодействие между электроном и ядром. Он получил название тормозного излучения. Физический смысл такого процесса прост. Когда заряд ускоряется или замедляется, он излучает электромагнитные волны, а тормозное излучение испускается при любых электромагнитных взаимодействиях между зарядом и ядрами вещества, через которое он проходит. Мы проведем достаточно подробный теоретический анализ, во-первых, потому что сам по себе этот процесс имеет огромное значение для астрофизики и, во-вторых, потому что можно развить достаточно строгий математический аппарат для описания почти любого процесса излучения с участием свободных электронов. 3.3.1. излучение ускоряющегося электрона. Об ускоряющихся заряженных частицах необходимо знать следующее: 1. Полная скорость излучения в мгновенной инерциальной системе отсчета ускоренного электрона равна
Здесь
где 2. График излучения в полярных координатах имеет тот же вид, что и в случае дипольного излучения в мгновенной системе покоя электрона, т.е. напряженность электрического поля
Рис. 3.1. График в полярных координатах излучения движущейся ускоренно заряженной частицы. Показана также поляризация излучения. Отметим, что оба эти параметра зависят от ускорения 3. Излучение поляризовано, причем вектор электрического поля параллелен вектору ускорения электрона в картинной плоскости (рис. 3.1). Хотя частица может быть релятивистской, силы, вызывающие ускорение, могут дать в результате нерелятивистское ускорение в системе отсчета, в которой частица покоится. Это тот важный момент, который позволяет упростить многие астрофизические задачи. Поэтому мы полностью опишем излучение в системе покоя электрона, а затем преобразуем результат к лабораторной системе отсчета. Нас будут интересовать темп полных энергетических потерь на излучение и спектральное распределение излучения. Чтобы найти спектр, применим теорему Парсеваля. 3.3.2. Теорема парсеваля и спектральное разложение излучения ускоряющегося электрона. Введем преобразование Фурье для ускорения частицы, т.е. пару преобразований
Применим теперь теорему Парсеваля, утверждающую, что ускорение и его разложение Фурье связаны следующим образом:
Доказательство можно найти в любом учебнике фурье-анализа. Отсюда полная энергия, излучаемая при электростатических столкновениях между электроном и ядром, выражается, как
Но нам нужно проинтегрировать в пределе от
Отсюда
Поэтому
есть полная энергия в единичном интервале длин волн, выделяемая при столкновении. Это очень полезная формула. 3.3.3. Дальнейшая программа. Выше было выведено выражение для ускорения электрона в электрическом поле. Осуществим преобразование Фурье ускорения Как релятивистский, так и нерелятивистский случай сначала совпадают, поэтому начнем с рассмотрения общей задачи. Электрон космических лучей движется мимо покоящихся ядер, тем не менее в соответствии с нашим подходом выясним, какие силы действуют на электрон в его системе покоя. В этой системе мимо него проносятся ядра со скоростью
где При больших значениях у составляющая электрического излучение, вызываемое составляющей Теперь преобразование Фурье даст спектр излучения в системе отсчета, в которой электрон покоится. Точно проинтегрируем
Замена переменных
По таблицам преобразований Фурье найдем, что интеграл равен
где
Таким образом, для низких частот находим
Фактор Лоренца отсутствует в окончательном выражении! Но это и неудивительно, поскольку, как мы помним, импульсы в нерелятивистском и релятивистском случаях совпадают [см. уравнение (2.13)]. На высокочастотном конце наблюдается экспоненциальный завал
Рис. 3.2. Поскольку спектр в области низких частот плоский (не зависит от Можно было бы раньше догадаться, что низкочастотный спектр должен быть плоским, так как на этих частотах импульс представляется дельта-функцией, фурье-образ которой совершенно плоский. Поэтому на низких частотах энергетический спектр имеет вид
Этот спектр плоский вплоть до частоты Наконец, нужно произвести интегрирование по всем значениям прицельного параметра, которые могут вносить вклад в излучение на частоте
3.3.4. Нерелятивистское и тепловое тормозное излучение. Представляют интерес два случая: скорость полных энергетических потерь вследствие тормозного излучения нерелятивистских электронов высоких энергий, движущихся в среде; непрерывное тормозное излучение полностью ионизованного газа, в котором электроны имеют максвелловское распределение по скорости при температуре
Здесь снова необходимо правильно выбрать предельные значения прицельных параметров. Что касается Ьтах, то можно интегрировать только до таких значений
где
Мы упростили выкладки, ограничившись анализом плоской низкочастотной области спектра излучения. Есть, конечно, экспоненциальный завал на высоких частотах, соответствующий Нерелятивистские тормозные потери. Чтобы найти темп полных энергетических потерь для электрона, обладающего высокой энергией, проинтегрируем уравнение (3.13) по всем частотам. На практике это означает интегрирование от
или с точностью до порядка величины
Эта формула для нас не так уж важна, но, как мы видим, темп полных потерь энергии электроном пропорционален Тепловое тормозное излучение. Чтобы описать тормозное (или свободно-свободное) излучение газа с температурой
Математические выкладки в этом случае несколько громоздки. Чтобы получить правильный по порядку величины ответ, подставим
где
Результаты точных расчетов дают следующее: спектральная излучательная способность плазмы равна
На частотах
для Полная скорость энергетических потерь плазмой равна
при Вопрос о форме фактора Гаунта, удобной для использования в формулах для теплового тормозного излучения, большой и очень сложный. Значительное число полезных результатов собрано в [6]. Поглощение теплового тормозного излучения. Выведем коэффициент поглощения для теплового тормозного излучения. Это важно, поскольку По результирующему спектру в радиодиапазоне можно судить о свойствах компактных областей ионизованного водорода. Вывод иллюстрирует также общий подход к установлению связи между коэффициентами излучения и поглощения. Прежде всего запишем уравнение переноса излучения. Будем рассматривать интенсивность излучения
В термодинамическом равновесии при температуре
где
Таким образом, коэффициент поглощения для теплового тормозного излучения имеет вид
По определению оптическая толщина
Чтобы найти точный спектр излучения в данной области, проинтегрируем уравнение переноса по области с постоянной концентрацией электронов, т.е.
Предполагается, что фоновое излучение отсутствует и
Получен вполне разумный результат. Если
Рис. 3.3. Спектр теплового тормозного излучения в области малых частот, при которых становится заметным самопоглощение. При
Полный спектр имеет вид, показанный на рис. 3.3. Оказалось, что такую форму имеют спектры компактных областей 3.3.5. Полезный релятивистский инвариант. Прежде чем перейти к случаю релятивистского тормозного излучения, выведем очень полезный инвариант. Нам часто придется совершать релятивистские преобразования величины Можно получить этот результат из иных рассуждений. В движущейся системе отсчета излучение возникает вследствие ускорения, и в полярных координатах оно пропорционально
и, следовательно,
3.3.6. Релятивистское тормозное излучение. Анализ этой проблемы чрезвычайно важен для электронов космических лучей. Начнем с уравнения (3.11) для излучения на единицу длины в системе отсчета движущегося электрона. Здесь также необходимо выбрать подходящие пределы для прицельного параметра Ьтгх и Нижний предел
Следовательно,
т.е. в знаменатель минимального значения прицельного параметра не входит множитель у. Смысл этого результата в следующем. В системе покоя электрона этот прицельный параметр соответствует угловой частоте Верхний предел Ьтгх. Выше значение предела было Электростатическое поле ядра можно приближенно представить в виде
где Таким образом, для нейтральных атомов удобно принять следующее значение:
Теперь рассмотрим отношение этих двух прицельных параметров
В каждом частном случае в качестве нужно использовать предел, учитывающий экранирование Ферми — Томаса. Ультрарелятивистский предел дает
Теперь нужно записать это выражение в лабораторной системе. Выше (п. 3.3.5) было показано, что
т.е. в системе
Спектр интенсивности не зависит от частоты вплоть до энергии
Поскольку
Сравним полученное выражение с точной формулой, выведенной Бете и Гайтлером, с учетом всех аспектов релятивистской квантовой механики
Несмотря на объем приближенных вычислений, мы получили результат, очень близкий к правильному. Член 3.3.7. Релятивистское тормозное излучение в практических исследованиях электронов космических лучей. Релятивистские потери на тормозное излучение имеют экспоненциальную форму
Рис. 3.4. Полная тормозная способность для электронов в воздухе, алюминии и свинце. Для свинца также показан вклад от ионизационных потерь (штриховая линия) [1].
Это позволяет определить радиационную длину
Радиационную длину удобнее выражать в единицах атомной массы
Кривая скорости полных энергетических потерь, или полной тормозной способности для различных веществ, показана на рис. 3.4. Примерно до
Рис. 3.5. Плотность вероятности испускания фотона в процессе торможения как функция частоты излучаемого фотона.
Приводим радиационные длины для некоторых типичных веществ: воздух — Радиационная длина для воздуха играет особую роль, поскольку полная глубина атмосферы равна Другим решающим фактором является спектр излучения, на получение которого мы потратили столько усилий. Перепишем его в виде вероятности испускания фотона, тогда
Это означает, что вероятность расходится в области нулевой частоты (рис. 3.5). Однако это не играет роли, так как энергия здесь нулевая. Хотя вероятность испускания фотона мала, но зато он уносит значительную часть энергии электрона. Поскольку энергетический спектр плоский, можно ожидать, что на каждой радиационной длине будет испущен один или два энергичных фотона. Это очень важно, потому что это означает, что электрон очень высокой энергии оставляет, скажем, около половины своей энергии в виде одного или двух энергичных фотонов еще в самом начале своего пути в атмосфере. Это естественно приводит нас к рассмотрению взаимодействия фотонов высоких энергий.
|
1 |
Оглавление
|