Позитроны в молекулярных средах : Теоретические основы позитронной спектроскопии

• Автор: Степанов, Сергей Всеволодович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 235 с. : ил.

1 Позитрон и позитроний. Методы позитронной спектроскопии

1.1 Аннигиляция позитронов

1.2 Позитроний и атомарный водород

1.3 Скорость двухквантовой аннигиляции

1.4 Источники позитронов

1.5 Временная позитронная спектроскопия

1.6 Угловая позитронная спектроскопия

1.7 Доплеровская позитронная спектроскопия

1.8 Пучки позитронов

1.9 АМоС (Age-Momentum Correlation) спектроскопия

2 Структура трека быстрого позитрона и электрона

2.1 Ионизационное торможение. Формулы Бете . .'
2.2 Упругое рассеяние на молекулах. Транспортная длина
2.3 Определение параметров конечного блоба
2.4 Циклы перезарядки положительно заряженных мюонов
2.5 Выводы
3 Диэлектрические потери энергии неионизирующих заряженных частиц
3.1 Исходные положения. Приближение исключенной сферы
3.2 Усреднение по типу движения частицы
3.3 Приближение однородно заряженного шара
3.4 Функция диэлектрических потерь
. 3.5 Выражение скорости энергетических потерь через коррелятор плотностьплотность
3.6 Длина и время термализации электрона в поле родительского иона
3.7 Выводы
4 Образование Ps в конденсированных средах
, 4.1 Модель Оре
4.2 Квазисвободный позитроний. Энергетические ограничения
4.3 Исчезновение щели Оре
4.4 Рекомбинационный механизм образования Ps
4.4.1 Шпоровая модель (the spur model)
4.4.2 Модель блоба (the blob model)
4.5 Роль сольватироваиных и локализованных электронов в образовании Ps
4.6 Образование Ps в полимерах при низких температурах на свету и в темноте
щ 4.7 Выводы
5 Динамика роста Ps пузырька в жидких средах и проблема диссипации
энергии
5.1 Формулировка задачи на основе уравнения Навье-Стокса
5.2 Аналитические оценки
5.3 Диссипативные потери и баланс энергии при образовании Ps пузырька
5.4 Выводы
6 Пузырьковая модель позитрония
ф 6.1 Модель Тао-Элдрупа
6.2 Модель потенциальной ямы конечной глубины
6.3 Дальнейшее развитие пузырьковой модели
6.3.1 Время жизни ортопозитрония 1

v.K 6.3.2 Форма узкой компоненты углового спектра
6.3.3 Элементарная модель образования полости
6.3.4 Минимизация полной энергии Ps пузырька
6.4 Результаты расчетов и обсуждение
' 6.5 Перспективы развития пузырьковой модели атома Ps в жидкостях
6.6 Выводы

7 К теории образования позитрония и радиолитического водорода в воде
и водных растворах
7.1 Экспериментальная основа теоретической модели
7.2 Резонансный захват горячих электронов (позитрона) акцептором
7.‘3 Простейшая формулировка диффузионно-рекомбинационной модели
7.4 Дальнейшее развитие модели
'fe
■ 7.4.1 Образование атомарного водорода
7.4.2 Образование молекулярного водорода
7.4.3 Уравнения для концентраций внутритрековых частиц
7.4.4 Реакции, с участием е+ и Ps
7.4.5 Переход от уравнений для Cj(г, t) к уравнениям для

7.4.6 Стратегия обработки данных и численные результаты
7.5 Выводы
8 Влияние внешнего электрического поля на образование Ps. Модель “белого” блоба
8.1 Образование Ps в газах при наличии электрического поля
8.2 Образование Ps в конденсированных средах при наличии поля
8:3 Влияние поля в рамках рекомбинационного механизма
8.3.1 Вычисление вероятности образования Ps в простейшем случае. Связь
с оизагеровским приближением
8.3.2 Аннигиляция е+ и ион-электронная рекомбинация
8.4 Сравнение теории с экспериментом. Обсуждение
8.5 Выводы
9 Поляризационное взаимодействие позитрона и блоба. Модель “черного” блоба
9.1 Качественные соображения
9.2 Количественная формулировка модели
9.2.1 Хлорированный полиэтилен
9.2.2 PE-EVA смеси
9.3 Выводы
10 Кинетика гибели атома Ps при взаимодействии с акцепторами.
Связь с теорией нестационарных диффузионно-контролируемых реакций при наличии туннелирования
10.1 Кинетическое уравнение и наблюдаемая величина
10.2 Теория возмущений для случая медленно движущихся частиц
10.3 Теория длины рассеяния

10.4 Приложение модели к описанию кинетики гибели захваченных электронов
при низких температурах
10.5 Выводы
Заключение
А Скорость аннигиляции позитронов в среде
В Квазинейтральность распределения электронов и ионов в блобе
С Амбиполярное диффузионное расширение блоба

него переменного электрического поля данной частоты и> характеризуется комплексной диэлектрической проницаемостью г(и>) среды как функции от w, которая определяется экспериментально методами инфракрасной спектроскопии. Таким образом открывается возможность выразить скорость потери энергии первичной частицы через экспериментально измеряемую функцию e(w) в каждой конкретной среде. Именно этим обстоятельством обусловлен большой практический интерес к расчетам такого типа.
Помимо практического интереса, проблема диэлектрических потерь энергии в том виде, как она сформулирована ниже, весьма интересна и в педагогическом плане поскольку является нетривиальной точно решаемой (в квадратурах) физической задачей, число которых в теоретической физике отнюдь невелико.
Довольно общая попытка расчета диэлектрических потерь в случае прямолинейного и диффузионного движений заряженной частицы, была предпринята Тачией и Сано [55]. Полученный ими результат оказался в согласии расчетом Фрелиха и Плацмана [53] (случай быстрого прямолинейного движения; потери вычислялись вне цилиндра, окаймляющего траекторию частицы), однако их результат кардинально отличался от формулы Цванцига для силы диэлектрического трения в случае медленно движущейся сферической частицы (потери вычислялись во всей среде за исключением объели, занимаемого частицей) [56].1 Следует отметить, что по своему физическому смыслу результат Тачии и Сано (в случае медленного прямолинейного движения) должен был бы совпадать с выражением Цванцига, хотя вычисления велись существенно различными математическими приемами. Поэтому, нашей главной задачей было выяснение причины расхождения расчетов, которые давно стали классическими уже не только в радиационной физике и химии.
В данной главе мы рассмотрим вывод выражения для скорости энергетических потерь, —W, заряженной частицы в полярной среде, движущейся прямолинейно или диффузионно, в рамках следующих двух приближений: 1) приближение исключенного шара (excluded-sphere approximation = ESA) и 2) приближение равномерно заряженного шара (uniformly-charged-sphere approximation = UCSA) [37, 58, 59]. В ESA рассматривается движение точечного заряда, но —W вычисляется снаружи некоторой сферы (радиуса а), центрированной на этом заряде. В UCSA приближении замедляющаяся частица моделируется однородно заряженной сферой, прозрачной по отношению к среде, моделирующая локализованный волновой пакет при движении, например, электрона. И в первом и во втором случаях движение частицы не возмущает структуру среды, так что гидродина1 Быстрое и медленное движение разделяются в соответствии с величиной параметра ша/v, где ш -характерная частота колебательных возбуждений в среде, а - радиус частицы, которая моделировалась равномерно заряженным шариком, a v - его скорость.