1. Заряженная частица, проходя через вещество, испытывает торможение из-за кулоповского взаимодействия не только с электропами, но и с атомиьми ядрами. Это – упругие столкновения с передачей эшергии. Потери эпергии частицы из-за этого өффекта выражаются формулой типа (80.2):
\[
-\left(\frac{d \mathscr{E}}{d x}\right)_{\text {пд.кул }}=\frac{4 \pi z^{2} Z^{2} e^{4} N}{M_{\text {дд }}
u^{2}} \ln \frac{b_{\text {маке }}}{b_{\text {мин }}}=\frac{m_{\mathrm{e}}}{m_{\mathrm{p}}} \frac{Z}{A}\left(-\frac{d \mathscr{E}}{d x}\right)_{\text {ј. }},
\]

где $N=n / Z$ – число ядер в единице объема, а $m_{\mathrm{p}}$ – масса протона. При качественном сравпении этої формулы с (80.2) логарифмический мпонитель пе играет роли. Существен только мижитель $\left(m_{\mathrm{e}} / m_{\mathrm{p}}\right) Z / A \approx 1 / 4000$, стоящий перед тогарифлом. Олг появляется из-за различия масс и зарядов әтектропа и атомного ядра. Бтагодаря этому множитетю потери энергии частиц при кулоновском торможении на атомих ядрах в тысяи раз меньше, тем на электронах. Однако пз-за отпосительно большой массы ядра кутоновское рассеяние на ядрах может происходить ша большие углы (п даже пазад) уже в резутьтате единичиы актов рассеяния. Это как раз тот эффект, который привет Резерфорда к заключению о существоваши атомного ядра (см. § 9).
2. Все частицы, за искючением фотонов, нейтрино, эеттровов, позитронов и моонов, способшы вступать в сильне (ядерные) взаимодействия. Тание частицы пазываютея адромамі.

Сильпые взаимодействия положительно заряженшы адропов с атомными ядрами начиаотся с эшерий $20-30$ МэВ (в стутае отрицатетыно заряненных адропов нет нулоновского барьера). Так как оии проявляются па расстояиия порядка разеров атомпого ядра, то тастица сталкиваетея с ядром при сптьных взаимодействиях примерно в $Z\left(R_{\text {ат }} / R_{\text {нд }}\right)^{2} \approx 10^{10} Z$ раз pe;не, чем с әлектронами при куноповских взаимодействиях. Поэтому при двияении в вецестве частица пспытывает иониациопное тормонепие, но ядерные столковения претерпевает крайне редко. Это обстоятельство делает возможным рассматривать действие прно́оров для регистрации заряженных пдерных частиц (например, камеры Витьсона или пузырьковой камеры) без учета ядерих столиовениї, а с учетом только понизационого торможения, при котором, как известно, пз-за малости массы әлектрона путь тякелої частицы (трек) остается прямолинейпым. Зато при каждом ядерпом стольневени частиа эбо резко отклоняется в сторону (рассеивается на большоӥ угол), либо поглощается, либо порождает повые частпцы. Эти апты регистрируются по резкому излому трека, изменению его толщины и длины, по появленшю новых треков, исходящпх пз одной тотки («звезда»). Но при расчете радиацношной зациты для релятивистских ускорптелей и космических кораблей учет ядерных столкновений необходим.
3. Если скорость заряжепной частицы превынает фазовую скорость света в рассматриваемой среде, то возникает излучение Вавилова – Черенкова (см. § 6, а также т. IV, § 38). Появляются потери энергии частицы на әто излучение. Разумеется, онгґ содержатся в найденных нами рапее пошизационшых потерях и имеют тот же порядок, что и радиациониые потери. По углу $\forall$, под которым распространяется черенковское излучение, можно определить скорость частицы, что и делается в черенковских счетчиках. Если при әтом пзвестен импульс частицы (по кривизне траектории в магнитном поле), то можно определить сорт частицы (по релятивистской ионизации частицы могут быть неразличимы). Поэтому черепковскне счетчики – одип из обязательы элементов установки, предназпаченной для изучения релятивистских частиц.
4. Позитроны при шрохождении через вещество в дополнения к ионизациопным и радиациопным потерям испытывают ещө аннигиляциониые потери за счет двухфотонюой анигиляции с электронами вещества:
\[
\mathrm{e}^{+}+\mathrm{e}^{-} \rightarrow \gamma+\gamma .
\]

Сечение этого процесса при высоких эпергия меньше сечения ионизации. Но дыя медленных нозитронов оно является определяюццим.
5. Поглощаясь ядром, ү-квапты могут вызывать ядериый фотоэффект, т. е. выбиивать из ядра нуклоны (ойычио пейтропы), а также расщеплять атомное ядро. Но эти процессы ірактичски не играют роли в поглощении $\gamma$-излучепия. Порог ядерного фотоэфекта соответствует эпергии связи пуктона в ядре, т. е. лежит в области энергий $6-10 \mathrm{MəB}$. Эффективные сечения указапных процессов, как правило, возрастают с увсличением атомного номера Z. Если энергия $\gamma$-квапта во мпого раз превынает средню энергию связи нуклона, то возмонно фоторасщепление ядра с вылетом нескольких пуллонов (шейтронов и протопов). При эпергиях $\gamma$-квантов, превынающих $2 m_{4} c^{2}=$ $=212$ МәВ ( $m_{\mu}$ – масса мюона), в кулоновском ноле ядра начинается процесс рождепия мюонных пар $\left(\mu^{+} \mu^{-}\right)$, аналогичный шроцессу рождешия электрон-позитроних пар. Лри $\mathscr{E}_{T}>m_{\pi} c^{2} \approx$ $\approx 140$ МьВ ( $m_{л}$-масса $\pi$-мезона) при взаимодействии с ядрами начинается фотогенерация $\pi$-мезопов. Шоглощепие $\gamma$-излучепия за счет перечисленных процессов при высоких әнертия препебрежимо мало по сравпению с поглоценшем их из-за рождения алектрон-позитропных пар в кулоновском поле ядра.
6. Тормозное излучение элентропов сонровождается вознпновеиием мощиы потоков $\gamma$-кваитов, испускаемых преимущественно вперед. От таних потоков требуется усилепиа зацита, так как проникающая способность $\gamma$-квантов значительно превосходит проникающую способпость әлектронов.

Электрон, позитрон или $\gamma$-квант, если их энергия достигает 1 ГэВ или выше, распространяясь в веществе, порождают олектрон-позитронные ливни. Это явлепие заключается в следующем. Первичпая частица, например әлектроп, тормозясь в әлектрическом поле ядра, испускает $\gamma$-квант высокой энергии. Этот $\gamma$-квант рождает электрон-позитронную пару в электрическом поле другого ядра. Электрон-позитропные пары в свою очередь порождают тормозные $\gamma$-кванты и т. д. Так возникает поток частиц, летящих практически в направлении первичной частицы, так пак все эти частицы релятивистские. Этот поток и навывается лившем. В веществө поток частиц ливня после своего возникповения спачала резко усиливается, по после прохождения некоторого расстояпия начинает уменьшаться. Когда энергия отдельных частиц ливня уменьшается настолько, что ионивационные потери пачинают преобладать шад радиационными, ливень прекращается. Подобиые множественне процессы образования частиц, но более разпообразные по составу вызываются и тяжелыми заряженными частицами (протонами, $\pi^{ \pm}$-мезонами и пр.). Сначала они паблюдались в земпой атмосфере и вызывались частицами космических лучей высоких эпергий (см. § 103, пункт 12). Каскады таких частиц, порожаемые первичными частицами с энергией $\mathscr{E} \geqslant 10^{5}$ ГэВ, содернат $10^{6}-10^{9}$ частиц и называются цирокими атмосферными ливнями. Отдельный ливень поюрывает площадь земпой поверхиости в несколько квадратных километров. С появлением ускорителей на высоиие энергии основные исследования множественных процессов стали производиться на ускорителях.
7. Налетающие частицы достаточно высоких энергий при пеупругих столћновениях с атомными ядрами могут частично разрушать их, например выбивать протоны, пейтроны или вызывать другие ядерные превращения. В результате образуются повые атомные ядра и повые изотопы химических элементов. Они, гак правило, радиоактивны, так что в веществе возникает наведенная радиоактивность. Реагции выо́нвания протонов пли пейтронов из ядра и прочие ядерпые реацци, производимые электронами и $\gamma$-квантами, сильно эндотермичны и имент порог около $10 \mathrm{M}$. Но даже выше этого порога из-за слабости элегтромагпитных взаимодействий сечения этих процессов очень малы – на несколько порядков меныше площади эффективного сечения самого атомного ядра. ІІрониновению протонов и $\alpha$-частид в ядро препятствует кулоновский потенциалыный барьер, особ́енно высокий в случае тяжелых ядер. Поэтому протоны и $\alpha$-частицы могут создать заметную наведенную активность лишь при сравнительно высоких энергиях (во всяком случаө, больше примерно $10 \mathrm{MaB}$ ). Заметим еще, что $\alpha$ – и $\beta$-частицы, а также $\gamma$-кванты, возникающие в результате радиоактивных распадов ядер, обладают энергией всего в несколько мегаэлектронвольт. Такие радиоактивные излучения, как правило, создать дополнительную наведенную радиоактивность не могут.