Процессы в связанных системах при излучении быстрых частиц

• Автор: Друкарев, Евгений Григорьевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 186 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
I. УЧЕТ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В КОНЕЧНОМ СОСТОЯНИИ В ПЕРВОМ НЕИСЧЕЗАЮЩЕМ ПРИБЛИЖЕНИИ
1.1. Переходы в электронной оболочке без учета взаимодействия в конечном состоянии
1.2. Необходимость учета однократного и двухкратного взаимодействий. Интерпретация инфракрасных расходимостей
1.3. Вероятность перехода в заданное конечное состояние
1.4. Выбивание быстрых вторичных электронов
1.5. Суммарный вклад взаимодействия в конечном состоянии в изменение вероятностей
II. ОБРАЗОВАНИЕ ВАКАНСИЙ В К ОБОЛОЧКЕ АТОМА ПРИ ß РАСПАДЕ
И. 1. Расчеты в приближении встряски и оценка вклада взаимодействия в конечном состоянии
11.2. Вклад взаимодействия в конечном состоянии в спектр ß - электронов
11.3. Вклад взаимодействия в конечном состоянии в полную вероятность образования вакансии
II. 1. Образование вакансий в ядерном ß - у распаде
11.2. Внутренняя аннигиляция при ß+ распаде
II.6. Сравнение с экспериментом
III. ОБРАЗОВАНИЕ ДВОЙНЫХ ВАКАНСИЙ ВО ВНУТРЕННИХ ОБОЛОЧКАХ АТОМОВ ПРИ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ПЕРЕХОДАХ ЯДЕР
III. 1. Механизмы процесса
111.2. Критика вычислений в приближении встряски
111.3. Асимптотика отношений Pkk(L) в теории возмущений по
межэлектронному взаимодействию
111.4. Учет взаимодействия в конечном состоянии
111.5. Анализ результатов и сравнение с экспериментом в случае КК
конверсии
111.6. Анализ результатов и сравнение с экспериментом в случае KL
конверсии
III.7: Возможность наблюдения двухквантового ядерного перехода
IV. ПРОБЛЕМА ТЯЖЕЛОГО НЕЙТРИНО
IV. 1. Эксперимент Симпсона
IV.2. Взаимодействие ß - электрона с атомной оболочкой
IV.3. Интерпретация результатов эксперимента Симпсона
IV.4. Поправки порядка
IV.5. Конец истории "тяжелого нейтрино"
V. ИЗМЕРЕНИЕ МАССЫ ЭЛЕКТРОННОГО НЕЙТРИНО
V.l. Вступление
V.2. Распределение конечных состояний атомарного трития
V.3. Прямое взаимодействие ß-электронов с электронами молекулы
валина
V.4. Моменты распределений вторичных электронов
V.5. Влияние быстрых вторичных электронов на спектр электронов ß-
распада
V.6. Калибровка спектрометров
VI. ФОНОВЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ПРОЦЕССЫ, ПРОИСХОДЯЩИЕ ПРИ ИССЛЕДОВАНИИ КОНВЕРСИИ МЮОНИЯ В АНТИМЮОНИЙ
VI. 1. Постановка задачи
VI.2. Внутреннее рассеяние
VI.3. Рождение электрон- позитронных пар
VI.4. Рассеяние на стенках
VI.5. Выводы
VII. ДВОЙНАЯ ФОТОИОНИЗАЦИЯ ГЕЛИЯ
VII. 1. Постановка задачи
VII.2. Механизмы процесса
VII.3. Промежуточные энергии фотонов
VII.4. Промежуточные энергии. Сравнение результатов
VII.5. Эволюция формы спектральной кривой с изменением энергии
фотона
VII.6. Квазисвободный механизм в формализме квантовой механики
VII.7. Ионизация релятивистских электронов
VII.8. Двойная ионизация атомов с Z >
VIII. АСИМПТОТИКА ФОТОИОНИЗАЦИИ ВНЕ РАМОК ОДНОЧАСТИЧНОГО ПРИБЛИЖЕНИЯ
VIII. 1. Механизм процесса
VIII.2. Формулы для сечений
VIII.3. Ионизация L-оболочки атома неона
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

ВВЕДЕНИЕ
В работе исследуются процессы, происходящие в системах, связанных электромагнитным воздействием, при передаче больших энергий. Энергия может быть передана как при распаде нестабильных состояний: р или у распады атомных ядер, р - распад мюония, и.т.д., так и извне - например, при фотоионизации. Большими энергиями мы называем значения, существенно превосходящие характерные одночастичные энергии связи системы (атома, молекулы). В этом случае по крайней мере одна из заряженных частиц конечного состояния приобретает скорость v,, существенно превосходящую все атомные скорости:
v2»(aZ)2 (В.1)
где v, выражена в единицах скорости света с, Z - заряд ядра, а а = 1/137 -постоянная тонкой структуры. Заряженную частицу (для простоты будем говорить об электроне, хотя сказанное будет справедливо и для позитронов), скорость которой удовлетворяет условию (В.1) будем называть "быстрой".
Условие (В.1) позволяет выделить в волновой функции конечного состояния |xf) одночастичное состояние быстрого электрона. Взаимодействие последнего с атомными электронами характеризуется параметрами Зоммерфельда
[1] = - гае vn* скорость быстрого электрона относительно 1-го атомного
/ viî
электрона. Условие (В.1) позволяет положить vn =v, и параметр
Ç = - (В.2)

описывает взаимодействие быстрого электрона с ионом конечного состояния. Из (В.1) следует
Ç2«l, (В.З)
что позволяет учитывать это взаимодействие по теории возмущений [1 ].

изменением функции F на расстояниях порядка размера ядра. Такие переходы называются разрешенными, и в этом случае
|Fp(E)|2=Ofez)|M|2 (11.33)
где Ф - функция Ферми, определяемая для точечного ядра формулой (1.16), в которой Z - заряд дочернего ядра, матричный элемент А/ не зависит от энергии.
При других соотношениях между моментами и четностями ядра ненулевое значение интеграла (11.32) достигается разложением функции F по степеням р,г где р( - момент, уносимый каждым из лептонов. Это приводит к появлению в амплитуде множителя (OR)'', где Q - максимальный импульс, уносимый р -электроном, R - размер ядра, QR«1. Целое число L в нерелятивистской модели ядра имеет смысл орбитального момента, уносимого лептонами. Для таких переходов, называемых L - запрещенными, найдем [13]
|Fp(E)|2=®fez)SL(E)|ML|2 (П.34)
где SL - "фактор формы" (shape - factor), в частности
S0 = 1 ; S, (Е) = (Е0 - Е)2 + Е2 - nr (II.35)
Для р+ распадов справедливы формулы (11.32) - (11.34) с заменой функции Ф(£,г) на
ф*(У= ДтУ ехр(2я)
В большинстве случаев, наблюдающихся в экспериментах, требуется численное вычисление интегралов, входящих в формулу (11.30). При этом появляется довольно большой численный множитель, на который умножается ожидаемая величина ДРк ~2(Е0)л. Для понимания полезно рассмотреть несколько предельных случаев.
Так, если
л2{Е0)«1, (11.37)
то и основной вклад определяется областью jiz(E0)«1, где можно положить Ф=Ф+=1. Разумеется, условие (11.37) выполняется лишь для переходов с