1. Заряженная частица, проходя через вещество, испытывает торможение из-за кулоновского взаимодействия не только с электронами, но и с атомными ядрами. Это – упругие столкновения с передачей энергии. Потери энергии частицы из-за этого эффекта выражаются формулой типа (80.2):
\[
-\left(\frac{d \mathscr{E}}{d x}\right)_{\text {яд.кул }}=\frac{4 \pi z^{2} Z^{2} e^{4} N}{M_{\text {яд }} v^{2}} \ln \frac{b_{\text {макс }}}{b_{\text {мин }}}=\frac{m_{\mathrm{e}}}{m_{\mathrm{p}}} \frac{Z}{A}\left(-\frac{d \mathscr{E}}{d x}\right)_{\text {эл }},
\]

где $N=n / Z$ – число ядер в единице объема, а $m_{\mathrm{p}}-$ масса протона. При качественном сравнении этой формулы с (80.2) логарифмический множитель не играет роли. Существен только множитель $\left(m_{\mathrm{e}} / m_{\mathrm{p}}\right) Z / A \approx 1 / 4000$, стоящий перед логарифмом. Он появляется из-за различия масс и зарядов электрона и атомного ядра. Благодаря этому множителю потери энергии частиц при кулоновском торможении на атомных ядрах в тысячи раз меньше, чем на электронах. Однако изза относительно большой массы ядра кулоновское рассеяние на ядрах может происходить на большие углы (и даже назад) уже в результате единичных актов рассеяния. Это как раз тот эффект, который привел Резерфорда к заключению о существовании атомного ядра (см. §9).
2. Все частицы, за исключением фотонов, нейтрино, электронов, позитронов и мюонов, способны вступать в сильные (ядерные) взаимодействия. Такие частицы называются адронами.

Сильные взаимодействия положительно заряженных адронов с атомными ядрами начинаются с энергий $20-30$ МэВ (в случае отрицательно заряженных адронов нет кулоновского барьера). Так как они проявляются на расстояниях порядка размеров атомного ядра, то частица сталкивается с ядром при сильных взаимодействиях примерно в $Z\left(R_{\text {ат }} / R_{\text {яд }}\right)^{2} \approx 10^{10} Z$ раз реже, чем с электронами при кулоновских взаимодействиях. Поэтому при движении в веществе частица испытывает ионизационное торможение, но ядерные столкновения претерпевает крайне редко. Это обстоятельство делает возможным рассматривать действие приборов для регистрации заряженных ядерных частиц (например, камеры Вильсона или пузырьковой камеры) без учета ядерных столкновений, а с учетом только ионизационного торможения, при котором, как известно, из-за малости массы электрона путь тяжелой частицы (трек) остается прямолинейным. Зато при каждом ядерном столкновении частица либо резко отклоняется в сторону (рассеивается на большой угол), либо поглощается, либо порождает новые частицы. Эти акты регистрируются по резкому излому трека, изменению его толщины и длины, по появлению новых треков, исходящих из одной точки («звезда»). Но при расчете радиационной защиты для релятивистских ускорителей и космических кораблей учет ядерных столкновений необходим.
3. Если скорость заряженной частицы превышает фазовую скорость света в рассматриваемой среде, то возникает излучение ВавиловаЧеренкова (см. § 6, а также т. IV, § 38). Появляются потери энергии частицы на это излучение. Разумеется, они содержатся в найденных нами ранее ионизационных потерях и имеют тот же порядок, что и радиационные потери. По углу $\theta$, под которым распространяется черенковское излучение, можно определить скорость частицы, что и делается в черенковских счетчиках. Если при этом известен импульс частицы (по кривизне траектории в магнитном поле), то можно определить сорт частицы (по релятивистской ионизации частицы могут быть неразличимы). Поэтому черенковские счетчики – один из обязательных элементов установки, предназначенной для изучения релятивистских частиц.
4. Позитроны при прохождении через вещество в дополнение к ионизационным и радиационным потерям испытывают еще аннигиляционные потери за счет двухфотонной аннигиляции с электронами вещества:
\[
\mathrm{e}^{+}+\mathrm{e}^{-} \rightarrow \gamma+\gamma
\]

Сечение этого процесса при высоких энергиях меньше сечения ионизации. Но для медленных позитронов оно является определяющим.
5. Поглощаясь ядром, $\gamma$-кванты могут вызывать ядерный фотоэффект, т.е. выбивать из ядра нуклоны (обычно нейтроны), а также расщеплять атомное ядро. Но эти процессы практически не играют роли в поглощении $\gamma$-излучения. Порог ядерного фотоэффекта соответствует энергии связи нуклона в ядре, т. е. лежит в области энергий 6-10 МэВ. Эффективные сечения указанных процессов, как правило, возрастают с увеличением атомного номера $Z$. Если энергия $\gamma$-кванта во много раз превышает среднюю энергию связи нуклона, то возможно фоторасщепление ядра с вылетом нескольких нуклонов (нейтронов и протонов). При энергиях $\gamma$-квантов, превышающих $2 m_{\mu} c^{2}=212$ МэВ ( $m_{\mu}$ – масса мюона), в кулоновском поле ядра начинается процесс рождения мюонных пар $\left(\mu^{+} \mu^{-}\right)$, аналогичный процессу рождения электрон-позитронных пар. При $\mathscr{E}_{\gamma}>m_{\pi} c^{2} \approx 140$ МэВ ( $m_{\pi}$ – масса $\pi$-мезона) при взаимодействии с ядрами начинается фотогенерация $\pi$ мезонов. Поглощение $\gamma$-излучения за счет перечисленных процессов при высоких энергиях пренебрежимо мало по сравнению с поглощением их из-за рождения электрон-позитронных пар в кулоновском поле ядра.
6. Тормозное излучение электронов сопровождается возникновением мощных потоков $\gamma$-квантов, испускаемых преимущественно вперед. От таких потоков требуется усиленная защита, так как проникающая способность $\gamma$-квантов значительно превосходит проникающую способность электронов.

Электрон, позитрон или $\gamma$-квант, если их энергия достигает 1 ГэВ или выше, распространяясь в веществе, порождают электрон-позитронные ливни. Это явление заключается в следующем. Первичная частица, например электрон, тормозясь в электрическом поле ядра, испускает $\gamma$-квант высокой энергии. Этот $\gamma$-квант рождает электронпозитронную пару в электрическом поле другого ядра. Электронпозитронные пары в свою очередь порождают тормозные $\gamma$-кванты и т. д. Так возникает поток частиц, летящих практически в направлении первичной частицы, так как все эти частицы релятивистские. Этот поток и называется ливнем. В веществе поток частиц ливня после своего возникновения сначала резко усиливается, но после прохождения некоторого расстояния начинает уменьшаться. Когда энергия отдельных частиц ливня уменьшается настолько, что ионизационные потери начинают преобладать над радиационными, ливень прекращается. Подобные множественные процессы образования частиц, но более разнообразные по составу вызываются и тяжелыми заряженными частицами (протонами, $\pi^{ \pm}$-мезонами и пр.). Сначала они наблюдались в земной атмосфере и вызывались частицами космических лучей высоких энергий (см. § 103, п. 12). Каскады таких частиц, порождаемые первичными частицами с энергией $\mathscr{E} \gtrsim 10^{5}$ ГэВ, содержат $10^{6}-10^{9}$ частиц и называются широкими атмосберными ливнями. Отдельный ливень покрывает площадь земной поверхности в несколько квадратных километров. С появлением ускорителей на высокие энергии основные исследования множественных процессов стали производиться на ускорителях.
7. Налетающие частицы достаточно высоких энергий при неупругих столкновениях с атомными ядрами могут частично разрушать их, например выбивать протоны, нейтроны или вызывать другие ядерные превращения. В результате образуются новые атомные ядра и новые изотопы химических элементов. Они, как правило, радиоактивны, так что в веществе возникает наведенная радиоактивность. Реакции выбивания протонов или нейтронов из ядра и прочие ядерные реакции, производимые электронами и $\gamma$-квантами, сильно эндотермичны и имеют порог около 10 МэВ. Но даже выше этого порога из-за слабости электромагнитных взаимодействий сечения этих процессов очень малы – на несколько порядков меньше площади эффективного сечения самого атомного ядра. Проникновению протонов и $\alpha$-частиц в ядро препятствует кулоновский потенциальный баръер, особенно высокий в случае тяжелых ядер. Поэтому протоны и $\alpha$-частицы могут создать заметную наведенную активность лишь при сравнительно высоких энергиях (во всяком случае, больше примерно 10 МэВ). 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.