Гальмівне випромінювання
 
а б в г д е ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ъ ы ь э ю я
 

Гальмівне випромінювання

Гальмівне випромінювання , електромагнітне випромінювання, що випускається зарядженою часткою при її розсіянні (гальмуванні) в електричному полі. Інколи в поняття Т. і. включають також випромінювання релятивістських заряджених часток, рухомих в макроскопічних магнітних полях (у прискорювачах, в космічному просторі), і називають його магнітотормозним; проте більш споживаним в цьому випадку є термін синхротронне випромінювання .

загрузка...

  Згідно класичному електродинаміці, яка досить добре описує основні закономірності Т. і., його інтенсивність пропорційна квадрату прискорення зарядженої частки (див. Випромінювання ). Оскільки прискорення обернено пропорційно до маси m частки, то в одному і тому ж полі Т. і. якнайлегшої зарядженої частки — електрона буде, наприклад, в мільйони разів потужніше за випромінювання протона. Тому найчастіше спостерігається і практично використовується Т. і., що виникає при розсіянні електронів на електростатичному полі атомних ядер і електронів; така, зокрема, природа рентгенівських променів в рентгенівських трубках і гамма-випромінювання, що випускається швидкими електронами при проходженні через речовину.

  Спектр фотонів Т. і. безперервний і обривається при максимально можливій енергії, рівній початковій енергії електрона. Інтенсивність Т. і. пропорційна квадрату атомного номера Z ядра, в полі якого гальмується електрон (за законом Кулона сила f взаємодії електрона з ядром пропорційна заряду ядра Ze , де е — елементарний заряд, а прискорення визначається другим законом Ньютона: а = f/m ). При русі в речовині електрон з енергією вище за деяку критичну енергію E 0 гальмується переважно за рахунок Т. і. (при менших енергіях переважають втрати на збудження і іонізацію атомів). Наприклад, для свинцю E 0 » 10 Мев , для повітря — 200 Мев .

  Розсіяння електрона в електричному полі атомного ядра і атомних електронів є чисто електромагнітним процесом, і його найбільш точний опис дає квантова електродинаміка (див. Квантова теорія поля ). При не дуже високих енергіях електрона хороша згода теорії з експериментом досягається при обліку одного лише кулонівського поля ядра. Згідно з квантовою електродинамікою, в полі ядра існує певна вірогідність квантового переходу електрона в стан з меншою енергією з випромінюванням, як правило, одного фотона (вірогідність випромінювання більшого числа фотонів мала). Оскільки енергія фотона E g дорівнює різниці початкової і кінцевої енергії електрона, спектр Т. і. ( мал. 1 ) має різкий кордон при енергії фотона., рівній початковій кінетичній енергії електрона T e . Оскільки вірогідність випромінювання в елементарному акті розсіяння пропорційна Z 2 , то для збільшення виходу фотонів Т. і. у електронних пучках використовуються мішені з речовин з великими Z (свинець, платина і так далі). Кутовий розподіл Т. і. істотно залежить від T e : у нерелятивістському випадку ( T e £ m e c 2 ; де m e  — маса електрона, з — швидкість світла) Т. і. подібно до випромінювання електричного диполя, перпендикулярного до плоскості траєкторії електрона. При високих енергіях ( T >>  m e c 2 ) Т. і. направлено вперед по руху електрона і концентрується в межах конуса з кутовим розчином порядку q » m e c 2 / T e рад ( мал. 2 ); це властивість використовується для здобуття інтенсивних пучків фотонів високої енергії (g-квантів) на електронних прискорювачах. Т. і. є частково поляризованим.

  Подальше уточнення теорії Т. і. досягається обліком екранування кулонівського поля ядра атомними електронами. Поправки на екранування, істотні при T >>  m e c 2 і E g << T e , призводять до зниження вірогідності Т. і. (оскільки при цьому ефективне поле менше кулонівського поля ядра).

  На властивості Т. і. при проходженні електронів через речовину впливають ефекти, пов'язані із структурою середовища і багатократним розсіянням електронів. При T e >>100 Мев багатократне розсіяння позначається ще і в тому, що за час, необхідний для випромінювання фотона, електрон проходіт велика відстань і може випробувати зіткнення з іншими атомами. В цілому багатократне розсіяння при великих енергіях приводить в аморфних речовинах до зниження інтенсивності і розширення пучка Т. і. При проходженні електронів великих енергій через кристали виникають інтерференційні явища — з'являються різкі максимуми в спектрі Т. і. і збільшується міра поляризації ( мал. 3 ).

  Причиною значного Т. і. може бути тепловий рух в гарячій розрідженій плазмі (з температурою 10 5 —10 6 До і вище). Елементарні акти Т. і., називаються в цьому випадку тепловим, обумовлені зіткненнями заряджених часток, з яких складається плазма. Космічне рентгенівське випромінювання, спостереження якого стало можливим з появою штучних супутників Землі, частково (а випромінювання деяких дискретних рентгенівських джерел, можливо, повністю) є, мабуть тепловим Т. і.

  Гальмівне рентгенівське і гамма-випромінювання широко застосовуються в техніці, медицині, в дослідженнях по біології, хімії і фізиці.

 

  Літ.: Ахиезер А. І., Берестецкий Ст Би., Квантова електродинаміка, 3 видавництва, М., 1969; Байер Ст Н., Катків Ст М., Фадін Ст С., Випромінювання релятивістських електронів, М., 1973; Богданкевіч О. Ст, Миколаїв Ф. А., Робота з пучком гальмівного випромінювання, М-код,, 1964: Соколів А. А., Тернів І. М., Релятивістський електрон, М-код.,1974.

  Е. А. Тагиров.

Мал. 1. Теоретичні спектри енергії ( E g ) фотонів гальмівного випромінювання (з врахуванням екранування) в свинці (4 верхніх кривих) і в алюмінії (нижня крива); цифри на кривих — початкова кінетична енергія електрона T e в одиницях енергії спокою електрона m e з 2 » 0,511 Мев (інтенсивність I дана у відносних одиницях).

Мал. 2. Кутовий розподіл гальмівного випромінювання при високих початкових енергіях електронів ( T e >> m e з 2 ).

Мал. 3. Поляризація Р (верхня крива) і енергетичний спектр (нижня крива) фотонів в гальмівного випромінювання як функція E g в одиницях повної початкової енергії електрона E e = T e + m e з 2 для E e = 1 Гев (інтенсивність I дана в довільних одиницях).