Dərslik respublikanın universitetlərinin fizika fakültələrinin tələbələri üçün "Atom fizikası"
Download 18.1 Mb. Pdf ko'rish
|
|
Шякил 15.4. Elektron mühitdə böyük sürətlə hərəkət edərkən elektromaqnit dalğasının şüalanmasını keyfiyyətcə aşağıdakı kimi izah etmək olar. Sadəlik naminə fərz edək ki, elektron sərt mühitdə, məsələn şüşədə, hərəkət edir. Mühitin molekullarının kürə şəklində olduğunu fərz edək. Əgər elektron bu mühitdə, məsələn.
edirsə (şəkil 15.4a), onda elektron bu düz xətt üzərindəki hər hansı P nöqtəsində olduqda onun ətrafında mühit polyarlaşacaqdır. Belə ki, molekullar elə deformasiya olunacaq ki,
90
onların müsbət yüklü hissəsi hərəkət edən elektron tərəfdə, mənfi yüklü hissəsi isə əks tərəfdə yerləşsin. Başqa sözlə, molekullar özlərini P nöqtəsinə nisbətən müəyyən qayda ilə yönəlmiş elementar dipollar kimi aparacaqdır. Elektron öz trayektoriyası üzrə P nöqtəsindən digər P ′ nöqtəsinə keçdikdə P nöqtəsində polyarlaşma itir ki, bu da qısa müddətli elektromaqnit impulsunun şüalanmasına səbəb olur. Bu zaman
′ oxuna
nəzərən polyarlaşmanın tam simmetriyasına əsasən aydındır ki, P nöqtəsindən böyük məs
üxtə aras
b t 1 + AD/ υ
və
2 + BD/ υ
zaman anlarında gəlmiş olar. Bu zamanların fərqi afələrdə sahə, və deməli, şüalanma mövcud olmayacaqdır. Yuxarıdakı mülahizələr zamanı nəzərə almaq lazımdır ki, polyarlaşmanın itməsi bir an içində deyil, müəyyən zaman müddəti (relaksasiya müddəti) ərzində baş verir. Əgər elektronun sürəti işığın mühitdəki sürətinə yaxındırsa, onda mühitin polyarlaşmasının simmetriyası pozulacaqdır (şəkil 15.4b). Belə ki, elektronun əvvəlcə olduğu oblastda polyarlaşma itməyə macal tapmamış P nöqtəsi olan oblastda polyarlaşma artıq baş vermiş olur. Simmetriyanın pozulması isə o deməkdir ki, elektronun yolu boyunca hər bir nöqtədə ani elektromaqnit impulsu yaranır və bu da öz növbəsində böyük məsafələrdə sahə yaradır. Lakin bu kompensə olunmamış ani impulslardan fəzada yayılan dalğanın əmələ gəlməsi üçün elektronun trayektoriyasının m lif nöqtələrində yaranan impulslar ında müəyyən koherentlik şərti ödənməlidir. İndi isə fərz edək ki, elektron (və ya hər hansı yüklü zərrəcik) bircinsli mühitdə sabit υ sürətilə hərəkət edir. Hərəkət edən elektronun sahəsi mühiti təşkil edən atom və molekulları həyəcanlandırır və onlar elektromaqnit dalğaları şüalandıran mənbələr olurlar. Elektronun təcilsiz hərəkəti zamanı bu dalğalar koherentdirlər və öz aralarında interferensiya edə ilərlər. Elektronun υ sürəti işığın mühitdəki υ
=c/n faza sürətindən böyük olduqda müxtəlif zaman anlarında (yəni, trayektoriyanın müxtəlif nöqtələrində) elektronun buraxdığı dalğalar, müəyyən şərtlər ödəndikdə, müşahidə nöqtəsinə eyni vaxtda gələ bilər. Doğrudan da fərz edək ki, elektron
1 zaman anında A, t 2
zaman anında isə B nöqtəsindən keçmişdir (şəkil 15.5). AB məsafəsini elektron t 2 – t 1 = AB/ υ zaman müddəti ərzində keçmişdir. D müşahidə nöqtəsinə A və B nöqtələrindən dalğalar, uyğun olaraq, θ
υ
υ olar. Əgər D nöqtəsi k BD AD AB BD AD t t t υ υ − − = − − − = ∆ ) ( 1 2 (15.1) ifayət qədər uzaqdadırsa, onda
≈
θ
Onda (15.1) əvəzinə ⎟ ⎠
⎝ faza υ υ alırıq. Şərtə görə υ > υ ⎟ ⎞ ⎜ ⎛ − = ∆
t θ cos 1
(15.2) ∆t=0 olması, yəni A və B nöqtələrindən dalğaların
olduğundan aydındır ki,
91
β υ υ θ n nv c faza 1 cos = = =
(15.3) şərti ödənməlidir. Burada β
υ
υ
mühitin mütləq sındırma əmsalıdır. (15.3) şərti ödəndikdə, AB düz xətt parçasının uzunluğundan asılı olmayaraq, bütün alğalar D nöqtəsinə eyni vaxtda gələcək və bu halda interferensiya zamanı onlar bir-birini gücləndirəcəkdir. Qalan bütün hallarda elektronun yolunu elə parçalara bölmək olar ki, bu parçaların hər birinin kənar nöqtələrindən
fərqi
λ -ya bərabər olsun. Belə parçaların bütün nöqtələrindən gələn dalğalar interferensiya nəticəsində bir-birini söndürəcək. Deməli, mühitin elektronun hərə d kət yol nin əsas nəticəsi olan (15.3) ifadəsindən göründüyü kim i, bu enerji də mühitin n mü görə də işığın dispersiyası nəticəsində (15.3) şərtinin ödənmədiyi qısa si çərçivəsində öyrənilə Frank
üəyyən etmişlər ki, υ sürətinin işıq rəqslərinin T( ω )=2 π / ω periodu ərzind şığın
mühitdəki υ
( ω
unda yerləşən bütün nöqtələrindən gələn dalğalar da bir-birini söndürəcək. Beləliklə, elektron (daha dəqiq desək, elektronun hərəkət etdiyi mühit) istənilən istiqamətdə deyil, yalnız (15.3) şərti ilə təyin olunan istiqamətdə elektromaqnit dalğası şüalandıracaqdır. Bir daha qeyd edək ki, nəzəriyyə i, şüalanma yalnız β
>1, yəni υ > υ faza =c/n şərti ödəndikdə baş verə bilər. β
isə şüalanmanın baş verə biləcəyi astana enerjisini təyin edir k tləq sındırma əmsalından asılıdır. Sonralar müəyyən edildi ki, protonların, mezonların və digər yüklü zərrəciklərin böyük sürətli hərəkəti zamanı da mühitin işıqlanması baş verir. Yuxarıdakı mülahizələrdən aydın olur ki, (15.3) düsturuna işığın mühitdə yalnız υ
faza sürəti daxil olmalıdır. Çünki rəqslərin fazası və onunla birlikdə interferensiya zamanı dalğaların bir-birini gücləndirməsi şərti məhz faza sürəti ilə təyin olunur. (15.3) düsturundan görünür ki, n( ω ) <1/ β şərtini ödəyən ω tezlikli dalğaların şüalanması qeyri- mümkündür. Ona dalğalar üçün Vavilov-Çerenkov şüalanmasının spektri qırılır. Məsələn, xüsusi halda rentgen şüaları üçün
baş verə bilməz. Əgər elektronun mühitdə hərəkəti sırf təcilsizdirsə, onda şüalanma yalnız (15.3) şərti ilə təyin olunan konusun səthi üzrə baş verərdi. Lakin hərəkətin dəyişən sürətli olması sayəsində bu səthin yayılması baş verir. Lakin hətta belə yayılmanın olmasına baxmayaraq şüalanmanın istiqamətlənmiş olması onu göstərir ki, mühitin elektron tərəfindən həyəcanlandırılan atom və molekullarının elektronun bütün hərəkət yolu boyunca olmasa da, hər halda bu yolun işıq dalğasının uzunluğu tərtibində olan həssəsində şüalanması koherentdir. Deməli, baxılan hadisə mühitin atomar quruluşundan praktik olaraq asılı deyil və makroskopik elektromaqnit nəzəriyyə bilər. Tamm və məsələyə məhz bu cür yanaşmışlar. Onlar m ə dəyişməsi i ) ( ) ( ω υ υ ω faza dt d T <<
(15.4) şərti ödəndikdə mayelərdə və bərk cisimlərdə Vavilov-Çerenkov şüalanmasına elektronun enerji itgisi hər santimetr yolda bir neçə min elektron-volt tərtibində olur ki, bu da digər səbəblər üzündən enerji itgiləri ilə müqayisədə nəzərə alınmayacaq dərəcədə azdır. Aydındır ki, elektronun şüalanması onun tormozlanmasına səbəb olur. Elektronun təcillə hərəkəti özlüyündə şüalanmaya gətirir. Lakin yuxarıda deyilənlərdən görünür ki,
92
bu şüalanmanın Vavilov-Çerenkov şüalanmasını müəyyən edən interferensiya ilə heç bir əlaqəsi yoxdur. Belə ki, əgər elektrona onu tormozlayan bütün qüvvələri tarazlaşdıran qüv usun səthi üzrə yayılan işıq dəstəsi mühitin öz daxilində spektral par l elektrodinamika tənliklərindən istifadə etm ödənməsi şüalanma üçün yalnız zəruri, lakin kafi olmayan şərtdir. Mühitdə enerji ilə impuls arasındakı əlaqəni P ş =nE ş
/ c kim y ) və
n vak
ərək onun daxili sərbəstlik dərəcələrini nə in
0 sükun si və E 0 = m 0
2 sükunət enerjisi hərək ə (15.5 0 ′=E 0
olar. Onda, işığı baş verirsə, yəni E ş ≠0 olarsa, E ş (
2 – 1) – 2 E( β
θ
(15.6) və tətbiq edilsə, elektronun təcili olmaz, lakin Vavilov-Çerenkov şüalanması yenə də baş verər. Mühitdə işığın faza sürətindən böyük sürətlə təcilsiz (bərabərsürətli) hərəkət edən elektronun elektromaqnit dalğası şüalandırmasını məhz belə başa düşmək lazımdır. Aydındır ki, (15.3) şərtinə əsasən, Vavilov-Çerenkov şüalanması təpə bucağı 2 θ olan
konusun səthi üzrə baş verməlidir və ona görə də bu şüalanmanı qeydə alan fotolövhədə konusun bu fotolövhə ilə kəsiyi, yəni dairəvi həlqə alınmalıdır. Təcrübələr zamanı bu həlqə kəskin xətt kimi deyil, müəyyən sonlu enə malik həlqə kimi alınır. Buna səbəb odur ki, müxtəlif uzunluğa malik dalğalar üçün n sınma əmsalının qiyməti müxtəlif olduğundan, kon çalanmaya (dispersiya) məruz qalır. Ona görə də həlqənin daxili hissəsi qırmızı, kənar hissəsi isə bənövşəyi rəngdə olmalıdır. Təcrübələr zamanı alınmış rəngli fotoşəkillər də bunu sübut edir. İndi isə işığın foton nəzəriyyəsinə əsasən Vavilov-Çerenkov şüalanmasının izahına baxaq. Fərz edək ki, işıq mənbəyi mütləq sındırma əmsalı
ω ) olan izotrop mühitdə hərəkət edir. Bu halda işığın buraxılması zamanı enerji və impulsun saxlanması qanunlarını, eynilə mənbəyin vakuumda hərəkəti üçün olduğu kimi, həmin işarələri saxlamaqla, (13.31) və (13.32) düsturları ilə yazmaq olar. Aydındır ki, biz baxılan mühitin sükunətdə olduğu hesablama sistemindən istifadə edirik. Qeyd edək ki, yalnız saxlanma qanunları vasitəsilə işığın buraxılması və ya buraxılmaması məsələsini həll etmək olmaz. Bu məqsədlə daha mükəmmə ək lazımdır. Lakin saxlanma qanunları ödənmirsə, şüalanma qeyri-mümkündür. Beləliklə, saxlanma qanunları hadisənin mexanizmini açmır, onların i azaraq (13.31 (13.32) tənliklərinin Ё13-də çevrilməsinə oxşar çevrilmələr apararaq ) 1
( 2 ) 1 ( 2 2 2 ' 0 2 0 − − − = − θ β n EE n E E E ш ш
(15.5) ifadəsini alırıq. Burada θ –mənbəyin hərəkət istiqaməti ilə şüanın istiqaməti arasındakı bucaqdır. Gözlənildiyi kimi, n=1 olduqda (15.5) ifadəsindən (13.35) düsturu alınır. Laki uumdvkından fərqli olaraq (15.5) tənliyində nəzərə alınır ki, baxılan hadisədə təkcə şüa buraxan atom və şüalanmanın özü deyil, həm də atomun hərəkət etdiyi mühit iştirak edir. Mühitin iştirakı fenomonoloji olaraq onun sındırma əmsalı vasitəsilə nəzərə alınır. (15.5) tənliyini hərəkət zamanı daxili halı dəyişməyən, yəni həmişə eyni bir kvant halında yerləşən zərrəciyin hərəkətinə tətbiq edək. Əgər zərrəcik dayanıqlıdırsa və onun ətraf mühitlə qarşılıqlı təsir enerjisi bu zərrəciyi yüksək enerjili hala keçirmək üçün kifayət deyildirsə, onda həmin zərrəciyin daxili halı həmişə dəyişməz qalacaqdır. Məsələn, elektronun, protonun və hətta hərəkət zamanı parçalanmayan və ya hər hansı digər çevrilməyə məruz qalmayan dayanıqsız elementar zərrəciyin hərəkəti zamanı bu şərt ödənəcəkdir. Bütün belə hallarda zərrəciyi bəsit (quruluşsuz) hesab ed zərə almamaq olar. Zərrəciy ət kütlə ət zamanı sabit qalır. Ona görə d ) tənliyində
yazmaq
n buraxılması həqiqətən
93 2 0 1 β − = E E alarıq.
olduğunu nəzərə alsaq ) 1 cos ( 1 ) 1 ( 2 2 2 0 − − − = θ β β
n E E ш
(15.7) və buradan 0 2
n n β β olar. 2 2 1 ) 1 ( 1 cos E n ш ⋅ − − + = β θ
(15.8) Əgər zərrəcik bir kvant buraxmışdırsa,
ω olar və (15.8) düsturu aşağıdakı şəklə düşər: [ ] 0 ) ( 2 ) ( cos E n n ω β ω β θ ⋅ + = (15.9) (15.9) düsturu 2 2 1 1 ) ( 1
ω β
h − − nun sağ tərəfindəki ikinci hədd ħ ω kvantını buraxarkən şüalanan hissəciyin təpməsini nəzərə alır. Bu hədd vahidə nisbətən çox kiçik old a onu n
amaq olar ki, onda uqd əzərə alm ) ( ω β n lassik (15.3) düsturu alınır. (15.10) düsturundan görünür ki, cos θ >1, yəni işıq yalnız irəliyə doğru buraxıla bilər. ω tezlikli işığın buraxılması üçün β
ω ) >1 şərtinin ödənməsi zəruridir. Bu şərt (15.9) 1 cos θ =
(15.10) k
a ərəfind ki hər iki hədd ətdir.
mexanizminə təsi
sabına baş verir. Ё13-də olduğu kimi, sükunətdə olan atomun şüalandırdığı işığın tezliyini ω , hərəkət edən atomun buraxdığı işığın tezliyini isə ω ′ ilə işarə edək. Bundan başqa un s ğ t ə həmişə müsb üh Əgər
n( ω )= c/ υ
düsturuna əsasən işığın m itdə faza sürəti anlayışını daxil etsək, onda υ > υ faza
(15.11) şərti alınır. Bu isə o deməkdir ki, mühitdə hərəkət edən zərrəcmyme işıq buraxması üçün onun
υ sürəti işığın bu mühitdəki υ
faza sürətindən hökmən böyük olmalıdır. Buradan aydın olur ki, vakuumda hərəkət edən zərrəciyin işıq buraxması mümkün deyildir. Çünki işığın vakuumda sürəti υ
nəzəriyyəsinə görə υ >c ola bilməz. Qeyd edək ki, zərrəcik işığın buraxılması üçün lazım olan enerjini öz kinetik enerjisinin azalması hesabına əldə edir. Çünki şərtə görə işıq buraxılarkən zərrəciyin daxili halı dəyişməz qalır. Bu səbəbdən də zərrəciyin hərəkəti yavaşıyır. Lakin bunula əlaqədar olaraq yaranan təcil özlüyündə hadisənin r etmir. Məhz bu mənada deyirlər ki, (15.11) şərti ödəndikdə yüklü zərrəciyin mühitdə təcilsiz (bərabərsürətli) hərəkəti zamanı da işığın buraxılması mümkündür. İndi isə şüalanan zərrəciyin hərəkət zamanı daxili halının dəyişdiyini fərz edək. Buna misal olaraq hərəkət edən atomu və ya ionu göstərmək olar. Bu halda işığın buraxılması atomun daxili enerjisinin və kinetik enerjisinin he [ ]
( ) ( 2 ) )( ( ' 0 0 ' 0 0 0 ' 0 0 ' 0 0 2 ' 0 2 0 E E E E E E E E E E E − − − = − + = − (15.12) olduğunu (15.5)-də nəzərə alaq və sadəlik naminə E ş 2 və ( E 0 – E 0 ′) 2 kiçik kəmiyyətləri
94
nəzərə almayaq. Bu kəmiyyətlər ħ 2 ilə mütənasib olduğu üçün çox kiçikdirlər. Deməli, bizim istifadə etdiyimiz yaxınlaşmada ħ ilə düz mütənasib olan hədlər saxlanır, ħ 2 ilə düz mütənasib olan hədlər ır. Məhz bu yaxınlaşma sayəsində son ifadələrdə ħ Plank sabiti qalmır və Dopler effekti üçün klassik nəticə alınır. Beləliklə, (15.12)-ni (15.5)-də yazaraq və isə nəzərə alınm 2 0
β − = E E olduğunu nəzərə alaraq aşağıdakı klassik ifadəni yaza bilərik /bax:(13.36)/: θ β β cos
1 ( 0 E E E ш − − = 1 ) 2 ' 0 n − . (15.13) rada aşağıdakı kimi ü Bu ç hal ola bilər: 1. 0 1 1 > − = −
n υ υ β , yəni mənbəyin sürəti işığın mühitdəki faza sürətindən kiçikdir. Bu halda 1- β
θ >0 və (15.13) ifadəsində kəsrin məxrəci müsbət işarəlidir. Şüalanma zamanı həmişə E ş >0 olduğundan, deməli, şüalanmanın baş verməsi üçün hökmən
0 – E ′ 0 >0 olmalıdır, yəni şüalanma nəticəsində atom daha yüksək enerji səviyyəsindən daha aşağı enerji səviyyəsinə keçməlidir. Məsələn, xüsusi misal kimi qeyd edək ki, baxılan halda həyəcanlanmamış atom şüa buraxa bilməz. (15.13) ifadəsində enerjidən tezliyə keçmək üçün E ş =
ω ′ və E 0 –
0 ′=ħ ω yazmaq kifayətdir. Burada nəzərə alınır ki, sükunətdə olan atom
0 enerjili yuxarı səviyyədən E 0 ′ enerjili aşağı səviyyəyə keçərkən onun daxili enerjisinin bütün dəyişməsi şüalanmaya sərf olunur. Beləliklə, (15.13) düsturundan θ υ
θ β cos 1 cos
1 faza n − − ifadəsi alınır. Göründüyü kimi, (15.14) düsturu vakuum üçün olan uyğun (13.37) düsturundan məxrəcdə işığın vakuumdakı c sürətinin əvəzinə β ω β ω ω 1 1 ' 2 2 − = − =
(15.14) mühitdə υ
sürətinin olm
ə fərqlənir. Eninə Bu effekt yalnız zamanın re ası il Dopler effektində (cos θ =0) isə mühitin heç bir təsiri yoxdur. lyavistik ləngiməsi ilə təyin olunur. 2.
0 1 1 < − = − faza n υ υ β , yəni mənbəyin sürəti işığın mühitdəki faza sürətindən böyükdür. V. L. Qinzburq və İ. M. Frankın göstərdiyi kimi, bu halda anomal (işıq sürətindən böyük) Dopler effekti baş verir. Burada iki hal mümkündür: a) İşığın buraxılması elə θ bucağı altında baş verir ki, (15.13) ifadəsində məxrəc müsbət olsun, yəni cos θ
β
θ =1/ β n şərti ilə təyin olunan konusdan kənara doğru istiqamətlənmişdir. Bundan əvvəl baxdığımız 1 halında olduğu kimi, bu halda da şüalanma
0 >E 0 ′ olduqda, yəni atom yuxarı enerji səviyyəsindən aşağı enerji səviyyəsinə keçdikdə baş verə bilər. Şüalanan işığın
ω ′ tezliyi yenə də (15.14) düsturu ilə təyin olunur. b) Şüalanma elə θ bucağı altında baş verir ki, (15.13) ifadəsində məxrəc mənfi işarəli olsun, yəni cos θ >1/ β n. Bu isə o deməkdir ki, şüalanma cos θ =1/ β n Çerenkov konusunun daxilində yayılır. Bu halda şüalanmanın baş verməsi üçün E 0
0 ′ şərti ödənməlidir, yəni şüa buraxan atom aşağı enerji səviyyəsindən yuxarı enerji səviyyəsinə keçmədi, yəni
95 həyəcanlanmalıdır. İşığın buraxılması və atomun həyəcanlanması onun kinetik enerjisinin hesabına baş verir. Bu halda E 0 ′–E 0 =
ω ifadəsində ω , sükunətdə olan atom E 0 ′ enerjili yuxarı səviyyədən E 0 enerjili aşağı səvmyyəyə keçərkən buraxıla biləcək işıq tezliyidir. Bu ω tezliyi həm də sükunətdə olan atomun E 0 enerjili aşağı səviyyədən E 0 ′ enerjili yuxarı səviyyəyə tərs keçidi zamanı uda biləcəyi işığın tezliyinə bərabərdir. E ş kəmiyyəti yenə də
ω ′ kimi təyin olunur və ona görə də baxılan hal üçün biz aşağıdakı düsturu alırıq: 1 cos − θ υ faza 3.
1 1 cos 1 ' 2 2 − = − − = υ β ω θ β β ω ω
.
0 1 1 = − = − n υ υ β , yəni atom işığın mühitdə faza sürətinə bərabər sürətlə faza hər
edikdə işığın yalnız vakuumda c sürəti nəzərdə tutulur. Zər
ı m enerjisini təyin etməyə imkan ver əkət edir. Bu halda, əgər atom yüklüdürsə (ion), Vavilov-Çerenkov şüalanması baş verir. 1904-cü ildə, yəni nisbilik nəzəriyyəsi yaranmamışdan bir il əvvəl A. Zommerfeld vakuumda işıq sürətindən böyük sürətlə hərəkət edən yüklü hissəciyin şüalanması haqqında elmi iş çap etdirmişdi. Lakin bir ildən sonra nisbilik nəzəriyyəsi çap olundu və bu nəzəriyyəyə əsasən, yüklü zərrəciyin vakuumda işıq sürətindən böyük sürətlə hərəkəti mümkün olmadığı üçün Zommerfeldin həmin elmi işi öz mənasını itirmiş hesab olundu və unuduldu. Frank və Tamm Vavilov-Çerenkov şüalanmasının izahını verdikdən sonra Zommerfeldin yuxarıda göstərilən elmi işindən xəbərdar olmuşlar. Bununla əlaqədar olaraq Tamm ona Nobel mükafatı təqdim edilərkən oxuduğu mühazirədə göstərmişdir ki, Vavilov-Çerenkov şüalanmasının mexanizmi həddən artıq sadə imiş. Bu hadisənin mümkünlüyü onun faktik olaraq müşahidə olunduğu vaxtdan xeyli əvvəl klassik elektrodinamika qanunlarına görə asanlıqla əvvəlcədən nəzəri olaraq söylənə bilərdi. Lakin bu ona görə ləngimişdir ki, uzun müddət ərzində fiziklər yüklü zərrəciyin yalnız təcillə hərəkət edərkən şüalana bildiyini və özü də bu hərəkətin sürətinin işıq sürətindən böyük ola bilmədiyini qəbul etmişlər. Lakin başa düşməmişlər ki, maddi cisimlər üçün sürətin maksimal qiyməti d rəciyin mühitdə iş ğın faza sürətindən böyük sürətlə hərəkət etməsi nisbilik nəzəriyyəsinə zidd deyildir. Vavilov-Çerenkov şüalanması eksperimental nüvə fizikasında və elementar zərrəciklər fizikasında müxtəlif tətbiqlərə malikdir. Bu şüalanmanın zəif olmasına baxmayaraq işığı qəbuledən cihazların böyük həssaslığı hətta bir dənə yüklü zərrəciyin doğurduğu şüalanmanı qeydə almağa imkan verir. Vavilov-Çerenkov şüalanmasına görə zərrəciyin yükünü, sürətini, hərəkət istiqamətini və ta ən cihazlar yaradılmışdır. Nüvə reaktorunun işinə nəzarət üçün Vavilov-Çerenkov şüalanmasının tətbiqi də praktik əhəmiyyət kəsb edir. Çerenkov sayğacı adlanan qurğuların iş prinsipi Vavilov-Çerenkov şüalanmasına əsaslanmışdır. Bu sayğaclar, şüalanması fotoçoxaldıcılar vasitəsilə qeydə alınan yüklü relyativistik (böyük sürətli) zərrəciklərin detektorlarıdır. Çerenkov sayğaclarının əsas vəzifəsi eyni impulsa, lakin müxtəlif sürətə malik olan relyativistik zərrəcikləri ayırmaqdan ibarətdir. Məsələn, fərz edək ki, relyavistik protonlardan və π –mezonlardan ibarət olan dəstə eninə bircinsli maqnit sahəsindən keçir. Keçən zərrəciklərin
96 trayektoriyasının istiqaməti onların yalnız impulsları ilə təyin olunacaq və sürətlərindən ılı olmayacaqdır. Diafraqmaların köməyi ilə eyni impulsa malik olan protonları və π –
ların υ as rə π –mezon an dəstəni π sürəti protonların υ p sürətindən bir qədər böyük olacaqdır. Əgər alın qazın içərisindən buraxsaq və qazın n mütləq sındırma əmsalını elə seçsək ki, p n c υ υ π > > şərti ödənsin. Onda π –mezonlar Vavilov-Çerenkov şüalanması verəcək, protonlar isə bu şüalanmanı verməyəcəkdir. Beləliklə, sayğac yalnız π –mezonları qeyd edəcək, protonları isə onda sönmə olmayacaq və şüalanma baş verəcəkdir. Bu, keçid şüalanması adla ni keçən anda elektronun və onun elektrik xəyalının ann Keçid şüalanmasından relyativistik zərrəciklər sayğacında bu zərrəciklərin sürətini yin etmək üçün istifadə olunur.
məsi və işıq şüa
dəaları rjisin
stəsinə qeyd etməyəcəkdir. Sayğacın kamerasındakı qazın təzyiqini dəyişməklə onun n mütləq sındırma əmsalını dəyişmək olar. Nəhayət, belə bir məsələni araşdıraq ki, mühitdə təcilsiz hərəkət edən yüklü zərrəciyin hərəkət sürəti işığın bu mühitdə faza sürətindən kiçik olsa elektromaqnit şüalanması yarana bilərmi? Əgər mühit bircinslidirsə, şüalanma baş verməyəcək. Doğrudan da, hərəkət edən yüklü zərrəcik öz yolunda mühitin atom və molekullarını həyəcanlandıracaq və onlar şüa buraxacaqlar. Lakin interferensiya nəticəsində bu şüalanmalar bir-birini söndürəcəkdir. Çünki zərrəciyin təcilsiz hərəkəti və mühitin bircinsli olması sayəsində bu şüalanmaların amplitudu eyni olacaq, zərrəciyin hərəkət etdiyi məsafə böyüdükcə isə onların fazaları xətti artacaq. Lakin mühit qeyri- bircinslidirsə, nır və onun mümkünlüyünü ilk dəfə 1944-cü ildə V. L. Qinzburq və İ. M. Frank göstərmişlər. Keçid şüalanmasının mənşəyini aşağıdakı misaldan əyani şəkildə başa düşmək olar. Əgər elektron (və ya digər yüklü zərrəcik) ideal metalın müstəvi sərhəddi qarşısında yerləşmişdirsə, onda metaldan xaricdə elektrik sahəsinə elektrondan və bu elektronun metalın səthində "elektrik xəyalından" ibarət olan bir dipolun elektrik sahəsi kimi baxmaq olar. Elektron metala doğru hərəkət etdikdə onun elektrik xəyalı da ona doğru hərəkət edir və dipolun elektrik momenti azalır ki, bunun da nəticəsində şüalanma baş verir. Elektron metalın sərhəddi ihilyasiyası baş verir. Buna oxşar olaraq, elektron metaldan vakuuma keçəndə də keçid şüalanması baş verir. Yüklü zərrəcik iki dielektrikin sərhəddini keçəndə də keçid şüalanmasının yaranması buna oxşar olaraq izah edilə bilər. tə
Download 18.1 Mb. Do'stlaringiz bilan baham: 
|