ЭС
О
X
о
Ограниченные удильные И. тт. отмечают ограничению 1ередач энергии в соударениях значением Тй<^Тмзкс. Ограничение снизано с условиями наблюдения, напр, с ограничением пробега электронов ионизации в трековом детекторе шириной следа. Ограниченные удельные И. п. для всех частиц описываются выражением, сходным с (!) с заменой Тм&кс на Г0, а ≈2р2 па ≈ р2, к-рое
ных заряж. частиц и их энергии на образование одной нары ионов в иеществе тратится опредол. энергия W (см. Ионизационный потенциал), так что полная энергия частицы, попавшей в И. к., равна:
(x)dx.
(1)
»t
s
Рис, 2. Ограниченные удельные иоин э а ц и о н н ы о потери энергии быстрых заряженных частиц в водороде при давлении 10 атм
ч 4.4
М
ев
к
3,6
Н2, Ю атм
Ш
102
О
Ш3
Распределение Ландау
справедливо при 710>/д-, где Тк ~ ионизационный потенциал ^-оболочки атома. При высоких энергиях релятивистский рост ограниченных удельных И. ii. прекращается начиная с -у≈^Дсоп, и они выходят на т, н. плато Ферми (рис. 2). К ограниченным И. п. близко понятие линейной передачи энергии (ЛЭП), используемое в дозиметрии ионизирующих излучений. И. п. испытывают заметные флуктуации, к-рые складываются как из пуассоновых флуктуации числа столкновений заряженной частицы, так и разброса передач энергии в каждом отдельном соударении (рис, 3). Форма
Рис. 3. Распределение ионизационных потерь энергии пионов с энергией 65,3 МзВ в слое S1 толщиной 2,16 мм (плавная кривая ≈ распределение Ландау).
1QO 150 Номер канала
распределения И. п. зависит от толщины слоя вещества. Гаспределения И. п, в толстых слоях вещества были впервые рассчитаны Н, Бором, а в тонких Л. Д. Ландау и неоднократно уточнялись для слоев промежуточной и очень малой толщины. Максимум распределения И, п. отвечает т. н. вероятным И. п., к-рые обычно измеряют с помощью пропорциональных детекторов. Вероятные И. п. зависят от толщины слоя вещества и изменяются с энергией подобно ограниченным И. п. Измерения вероятных И. п. в многослойных пропорциональных камерах и дрейфовых камерах используются в физике высоких энергий для идентификации быстрых заряженных частиц.
Лит.; Стародубцев С. В., Романов А, М-, Прохождение заряженных частиц через вещество, Таш,, 1962; J a n n i J. P., Proton range energy tables 1 kov≈10 GeV, pt 1≈2, «Atom. Data and Nucl. Data Tables», 1SS2, v. 27, p. 147; Sternheirner R. M., Berger M, J., Seltzer S. M.+ там же, 1984, v. 30, p. 261: Ионизационные измерения в физике высоких энергий, М.. 1988. Г. И. Мерзоп. ИОНИЗАЦИОННЫЙ КАЛОРИМЕТР (спектрометр полного поглощения) ≈ прибор для измерения энергии частиц (адронов, электронов, фотонов), основанный на полном поглощении в толстом слое вещества энергии как первичной частицы, так и всех частиц, образующихся при е╦ взаимодействии с веществом.
Принцип действия. В результате взаимодействия с веществом первичная частица сравнительно быстро растрачивает всю энергию на образование большого числа вторичных частиц и, в конечном сч╦те, на иониза-цикь Ионизаци-я (число пар ионов) может быть измере-∙ 90 на разл. детекторами. Независимо от природы вторич-
Здссь / ≈ число пар ионов, образованных частицами ≈ продуктами взаимодействия на глубинэ .т. Необходимая толщина вещества х0 определяется условием полного поглощения энергии первичной и всех вторичных частиц.
В случае попадания в И. к. электрона или у-кванта в веществе И. н. развивается электронно-фотонный каскад (ЭФК). Зависимость 1 (х) (каскадная кривая) имеет один максимум (кривая 1, рис. \). Длина ЭФК достигает десятков радиац. единиц (1 ра-диац. единица ≈ путь т└, на к-ром поток электронов фиксированной энергии нз-за тормозного излучения ослабляется в е раз: т0=67 см в графите, 2 см в Fe; 0,32 см в Ub
При попадания в И. к. адроиов высокой энергии процесс диссипации энергии происходит в 2 этапа; вначале адрон при столкновении с ядром рождает мезоны (л, К и др.) и выбивает из ядра нуклоны. Затем происходит развал ядра-мишени» при к-ром испускаются сильно ионизирующие частицы (протоны и осколки ядер). Т. к, налетающий адрон, как правило, сохраняет значит, часть энергии (в среднем ~/г)> процесс повторяется, что приводит к развитию т. н. ядерного каскада. Вторичные адроны также создают собств, каскады. В каждом акте значит, доля энергии {15≈ 20%) переда╦тся л°-мсзонам (см. Пи-мезоны), В результате серии последовательных взаимодействий я°-мезонам (а затем фотонам и электронам) при энергии первичного адрона £(, ≈ 100 ГэВ переда╦тся до 75≈85% его энергии. Остальная энергия переда╦тся сильно ионизующим частицам. В плотном веществе лишь назначит. доля энергии уносится мюонами и нейтрино [1]. Часть энергии расходуется яа разрушение ядерных связей при расщеплении ядер и не регистрируется. Однако при высокой анергии £0 доля теряемой (не регистрируемой) энергии пренебрежимо мала.
В результате ядерно-каскадная кривая (£, рис. 1) представляет собой суперпозицию последовательных УФК. Длина ядерного каскада составляет неск. т. н.
Рис. t. Электронно-фотонные (?) и ядерные (2) каскадные кривые в И. к. с поглотителями из Ре.
О Ш 200 300
500 600 700 800 *,
пробегов ядерного взаимодействия К (А,≈ путь, на к-ром литок адронов фиксированной энергии £0 ослабляется в е раз; Я≈86 г/см2≈39 см в графите, Шг/см2-Нй,8см вКе, 194 г/см2=17,1 см в РЬ). Адрон-пые каскады в поглотителе И. к. флуктуируют как по форме, так и по глубине. Это обусловлено флуктуация ии энергии, передаваемой л°-медоыам, соотношением между длиной ЭФК и А,, а также распределением точек последовательных взаимодействий адронов [2].
Усредн╦нная зависимость /' (х) имеет 1 максимум а после него может быть описана ф-лой:
ехр[≈ 0
(2)
