Главная > Классическая электродинамика
НАПИШУ ВСЁ ЧТО ЗАДАЛИ
СЕКРЕТНЫЙ БОТ В ТЕЛЕГЕ
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Пред.
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
34
35
36
37
38
39
40
41
42
43
44
45
46
47
48
49
50
51
52
53
54
55
56
57
58
59
60
61
62
63
64
65
66
67
68
69
70
71
72
73
74
75
76
77
78
79
80
81
82
83
84
85
86
87
88
89
90
91
92
93
94
95
96
97
98
99
100
101
102
103
104
105
106
107
108
109
110
111
112
113
114
115
116
117
118
119
120
121
122
123
124
125
126
127
128
129
130
131
132
133
134
135
136
137
138
139
140
141
142
143
144
145
146
147
148
149
150
151
152
153
154
155
156
157
158
159
160
161
162
163
164
165
166
167
168
169
170
171
172
173
174
175
176
177
178
179
180
181
182
183
184
185
186
187
188
189
190
191
192
193
194
195
196
197
198
199
200
201
202
203
204
205
206
207
208
209
210
211
212
213
214
215
216
217
218
219
220
221
222
223
224
225
226
227
228
229
230
231
232
233
234
235
236
237
238
239
240
241
242
243
244
245
246
247
248
249
250
251
252
253
254
255
256
257
258
259
260
261
262
263
264
265
266
267
268
269
270
271
272
273
274
275
276
277
278
279
280
281
282
283
284
285
286
287
288
289
290
291
292
293
294
295
296
297
298
299
300
301
302
303
304
305
306
307
308
309
310
311
312
313
314
315
316
317
318
319
320
321
322
323
324
325
326
327
328
329
330
331
332
333
334
335
336
337
338
339
340
341
342
343
344
345
346
347
348
349
350
351
352
353
354
355
356
357
358
359
360
361
362
363
364
365
366
367
368
369
370
371
372
373
374
375
376
377
378
379
380
381
382
383
384
385
386
387
388
389
390
391
392
393
394
395
396
397
398
399
400
401
402
403
404
405
406
407
408
409
410
411
412
413
414
415
416
417
418
419
420
421
422
423
424
425
426
427
428
429
430
431
432
433
434
435
436
437
438
439
440
441
442
443
444
445
446
447
448
449
450
451
452
453
454
455
456
457
458
459
460
461
462
463
464
465
466
467
468
469
470
471
472
473
474
475
476
477
478
479
480
481
482
483
484
485
486
487
488
489
490
491
492
493
494
495
496
497
498
499
500
501
502
503
504
505
506
507
508
509
510
511
512
513
514
515
516
517
518
519
520
521
522
523
524
525
526
527
528
529
530
531
532
533
534
535
536
537
538
539
540
541
542
543
544
545
546
547
548
549
550
551
552
553
554
555
556
557
558
559
560
561
562
563
564
565
566
567
568
569
570
571
572
573
574
575
576
577
578
579
580
581
582
583
584
585
586
587
588
589
590
591
592
593
594
595
596
597
598
599
600
601
602
603
604
605
606
607
608
609
610
611
612
613
614
615
616
617
618
619
620
621
622
623
624
625
626
627
628
629
630
631
632
633
634
635
636
637
638
639
640
641
642
643
644
645
646
647
648
649
650
651
652
653
654
655
656
657
658
659
660
661
662
663
664
665
666
667
668
669
670
671
672
673
674
675
676
677
678
679
680
681
682
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

§ 2. Тормозное излучение при нерелятивистских кулоновских соударениях

Излучение с непрерывным спектром чаще всего испускается при соударении быстрой частицы с атомом. В качестве модели процесса рассмотрим вначале соударение быстрой, но нерелятивистской частицы, имеющей заряд массу М и скорость v, с покоящимся точечным зарядом Предположим для простоты, что отклонение налетающей частицы мало. При этом справедливы приведенные в] гл. 13 соображения, ограничивающие величину прицельного параметра. Фактически большая часть рассуждений, проведенных в гл. 13 при рассмотрении энергетических потерь, может быть почти полностью перенесена на наш случай.

Для малых отклонений в кулоновском поле точечного заряда изменение импульса является чисто поперечным и описывается выражением (13.1), умноженным на Z. Таким образом, полное изменение скорости налетающей частицы, характеризуемой прицельным параметром b, равно

Спектральное распределение излучения можно приближенно описать выражением (15.7) (умноженным на ), в котором, согласно (15.3), время соударения Спектр частот простирается от до

    (15.11)

Так же как и при рассмотрении потерь энергии, физически интересной величиной является сечение рассеяния, получаемое интегрированием по всем возможным значениям прицельных параметров. В соответствии с этим определим сечение излучения

    (15.12)

оно имеет размерность [площадь-энергия/частота]. Классические значения пределов изменения прицельного параметра можно найти из соображений, аналогичных приведенным в гл. 13, § 1. Минимальное значение прицельного параметра [см. формулы равно

    (15.13)

а максимальное значение определяется условием обрезания спектра (15.11). Если интересоваться значением при фиксированной частоте , то, очевидно, заметное излучение на этой частоте возможно только в тех случаях, когда прицельный параметр меньше величины

    (15.14)

так как только при выполнении этого условия ускорения будут достаточно велики. Если учесть это ограничение, накладываемое на величину то сечение тормозного излучения оказывается равным

    (15.15)

где к — численный множитель порядка единицы, учитывающий неопределенность предельных значений прицельного параметра. Полученный результат справедлив лишь для частот, для которых аргумент логарифма велик по сравнению с единицей, что соответствует Это означает, что существует классический верхний предел собаке в спектре частот, определяемый формулой

Для тяжелых медленных частиц с большим зарядом справедливо классическое выражение для сечения тормозного излучения, но в полной аналогии с теорией энергетических потерь в случае быстрых слабо заряженных частиц начинает существенно сказываться их волновая природа. Квантовые модификации соответствующих формул можно ввести совершенно аналогично тому, как это было сделано в гл. 13, § 3. При учете волновой природы налетающей частицы получаем квантовомеханический нижний предел для прицельного параметра

Это значит, что сечение тормозного излучения вместо (15.15) описывается приближенной формулой

    (15.18)

Заметим, что аргумент логарифма отличается от прежнего выражения множителем , где определяется выражением (13.42), a Z учитывает заряд ядра. Области применимости классической и квантовомеханической формул определяются в этом случае

по тем же правилам, как и при рассмотрении потерь. Область частот в (15.18) простирается вплоть до максимальной частоты

Заметим, что эта предельная частота близка к получающейся из закона сохранения энергии (омакс . Так как классический результат справедлив лишь при , выполняется соотношение

Оно показывает, что спектр излучения, описываемый классическими формулами, всегда ограничен лишь очень низкими частотами по сравнению с максимальным значением, определяемым из закона сохранения энергии. Поэтому классическая область представляет незначительный интерес. В дальнейшем мы будем рассматривать лишь квантовомеханические соотношения.

Хотя верхний предел частоты (15.19) и соответствует приближенно получающемуся из закона сохранения энергии, квантовое выражение для сечения излучения вблизи верхней границы спектра применимо лишь качественно. Причина этого, как уже отмечалось во введении к настоящей главе, заключается в дискретной квантовой природе испускаемых фотонов. Для мягких фотонов, энергия которых значительно меньше максимальной, дискретность природы излучения несущественна, так как уносимые энергия и импульс пренебрежимо малы. Для жестких же фотонов вблизи границы спектра эти эффекты значительны. Один из очевидных возможных способов учета требования сохранения энергии состоит в том, что в определение прицельных параметров (15.14) и (15.17) вводится средняя скорость

где -начальная кинетическая энергия частицы, а — энергия излученного фотона. Подставляя в (15.18) вместо v эту среднюю скорость, получаем

При это выражение для сечения тормозного излучения в точности совпадает с квантовомеханическим результатом в борновском приближении, впервые полученным Бете и Гайтлером (1934 г.). Аргумент логарифма равен, очевидно, единице при

так что закон сохранения энергии удовлетворяется. На фиг. 15.3 изображены кривые зависимости сечения излучения от частоты. Приведены кривые, соответствующие формуле Бете—Гайтлера (15.22), «полуклассической» квантовой формуле (15.18) и классической формуле (15.15), в которых положено

Фиг. 15.3. Зависимость сечения тормозного излучения для кулоновских столкновений частоты, нормированной к максимальному значению частоты . Кривая 1 соответствует классическому выражению (для применимому лишь для очень низких частот; кривая 2 — борновскому квантовомеханическому; кривая 3 — полуклассическому выражению (15.18).

Спектральное распределение тормозного излучения иногда характеризуют сечением излучения фотона, имеющим размерность [площадь /энергия]:

    (15.23)

Сечение излучения фотона, очевидно, равно

где аргумент логарифма тот же, что и в (15.15) или (15.22). Так как логарифм меняется относительно медленно в зависимости от энергии фотона, то сечение сгторм приблизительно пропорционально . Это известная характерная особенность спектра тормозного излучения.

Зависимость сечения излучения от свойств частиц, участвующих в соударении, определяется множителем Очевидно, излучение наиболее велико в средах с большим атомным номером. Полная энергия, теряемая на излучение частицей при прохождении ею слоя единичной толщины вещества, содержащего N неподвижных зарядов Ze (атомных ядер) в единице объема, равна

    (15.25)

Используя выражение (15.22) для и переходя к переменной интегрирования можно переписать формулу для потерь в виде

Безразмерный интеграл оказывается равным единице. Для сравнения приведем отношение потерь энергии на излучение к потерям на соударения (13.13) или (13.44):

Для нерелятивистских частиц потери на излучение пренебрежимо малы по сравнению с потерями при соударениях. Заметим, что для тех случаев, когда наряду с основным процессом (в данном случае — отклонение частицы в кулоновском поле ядра) учитывается излучение, характерно появление в выражениях постоянной тонкой структуры Наличие множителя связано с тем, что потери на излучение определяются ускорением налетающей частицы, тогда как потери при соударениях определяются ускорением электрона.

1
Оглавление
email@scask.ru