Ф-ОБ-001/033
ҚАЗАҚСТАН РЕСПУБЛИКАСЫ БІЛІМ ЖӘНЕ ҒЫЛЫМ МИНИСТРЛІГІ
Қ. А. Ясауи атындағы Халықаралық қазақ – түрік университеті Шымкент институты
ФИЗИКА – МАТЕМАТИКА ФАКУЛЬТЕТІ
Физика кафедрасы
Д И П Л О М Д Ы Қ Ж Ұ М Ы С
Иондаушы сәулелердің бағыттарын анықтау тәсілі.
Орындаған: 14-14 тобының студенті
Жұбанқызы Жадыра.
Ғылыми жетекшісі: тех. - ғыл. конд. доцент
Т. Сартбай.
Шымкент 2008 ж.
М а з м ұ н ы
Кіріспе..............................................................................................4
I - Тарау. Иондаушы бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі.
1. 1. Иондаушы бөлшектердің түрлері..................................................6
1. 2. Зарядталған ауыр бөлшектердің заттарда жұтылуы....................7
1. 3. β - бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі.................................11
1. 4. γ - сәулеленудің заттардан өтуі.............................................................................................................14
II - Тарау. Ғарыштық сәулелер және оларды зерттеу мәселелері.
2. 1. Ғарыштық сәлелер туралы жалпы мәліметтер.............................20
2. 2. Галактикалық ғарыштық сәулелер................................................22
2. 3. Екінші реттік ғарыштық сәулелер................................................ 26
2. 4. Ғарыштық сәулелерді зерттеу мәселелері....................................29
III - Тарау. Иондаушы сәулелер бағытын анықтау тәсілдері (эксперимент).
3. 1. Гейгер – Мюллер санауышы..........................................................32
3. 2. Лабораториялық индикатордың құрылымы және оның жұмыс істеу принципі...........................................................................................33
3. 3. Ғарыштық сәулелердің бағытын телескоп арқылы анықтау. 3.3.1. Ғарыштық сәуле телескопының телеметриядық параметрлері.........................................................................................38
1 – тәсіл. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытан бас телефон көмегімен анықтау...............................................................................40
2 – тәсіл. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын осциллограф көмегімен анықтау...............................................................................40
3.3.2. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын анықтау...................41
Ғарыштық сәуле интенситтілігінің бағытқа тәуелділігі..................45
Қорытынды.......................................................................................47
Пайдаланылған әдебиеттер........................................................48
Кіріспе
Иондаушы сәулелердің табиғи көздерінің бірі ғарыштық сәулелер болып табылады. Зарядты бөлшек үдеткіштері жасалғанға дейін ғарыштық сәулелер жоғары энергиялы иондаушы бөлшектердің бірден – бір көзі болды.
Ғарыштық сәулелерді зерттеу арқылы оның құрамындағы бөлшектердің үдетілу жолдары анықталып кейбір атмосфералық процестерді түсіндіруге болады. Сондықтан ғарыштық сәулелерді иондаушы сәулелердің көзі ретінде қарастырып олардың бағытын анықтау көкейкесті мәселелердің бірі болып саналады.
«Ғарыштық сәулелер» термині Гесса жүмысымен байланысты пайда болды, эртүрлі бөліктерде ауаның иондалу деңгейін зерттеген. Осы тәжірибеге дейін бірнеше уақыт бұрын жер бетінде ауа иондалады деп тұжырымдалған. Секунд сайын орташа есеппен 1см3-та 1 жүп ион түзіледі. Бүндай иондалудың себебі жөнінде сұрақ пайда болды. Болжам, ол радиоактивті заттарды сәулелендіріп жасалады, жекелей алғанда радон, оның іздері ауада болады, иондалу өзгертілмей сақталатыны анықталды және құрғақ ауа жабық ыдысқа орналасқанда онда бірнеше уақыт сақталады. Иондалудың азаятыны да анықталған, бірақ толығымен жоғалмайды, тұйық ыдыс 2,5 см жуандықтағы мырыш қабығымен қапталғанда. Бұл иондаушы сәуле көзі жабық ыдыс сыртында болатын болжамды дэлелдеді. Ал сэуленің өзі ү-сәулеге ұқсас, мырыш қабатынан өте алады. Бұл сәуленің көзі радиоактивті зат болады ма, жоқ па анықтау үшін Гюкель және Гесс ауаның иондалу тиімділігіне өлшеу жүргізді, оны 5000 м биіктікке дейінгі ауа шарында көтергенде тұйық ыдыста бекітілген.
Егер иондалу радиоактивті заттар есебінен жасалған болса, онда жерден бұл сәуленің тиімділігін жою мөлшері бойынша, ал нәтижесінде олардың иондалу деңгейі доғарады. Бірақ та өлшеу нәтижесі кездейсоқ болып шықты.
Иондалу тиімділігінің азаюы бірінші 1000 метрге көтерілгенде ғана байқалады, эрі қарай көтергенде азаю емес, тиімділіктің үлғаюы байқалады жэне 5000 м биіктікте иондалу үш есе көп болып шықты, жер бетіндегімен салыстырғанда.
Осы зерттеу нәтижесінде, жер бетіндегі ауаның иондалуы оның радиоактивті сәуле бөлуі арқылы ғана жүретіні жөнінде тұжырым жасалды, жекелей алғанда ол ғарыштан жерге өтетін жерден тыс түзілістің күші енетін сәуле әсерімен негізделген. Бұл сәулелер ғарыштық сәулелер деген атау алды.
Гесс тәжірибесінен кейін 50 жылдан астам уақыт өтті, осы уақыт аралығында ғарыштық сәулелерге тиімді зерттеулер жасалынды. Осы зерттеулердің нәтижесінде табиғатты зерттеудің нәтижесінде табиғаттың мүлде кездейсоқ қасиеті байқалды, электрондық позитрондық будың пайда болуы, олардың жоғалуы, әртүрлі салмақтағы мезонның пайда болуы және олардың өзара түзілісі сияқты.
Ғарыштық сәулелерді зерттеу және олардың заттармен өзпра әсерлесуі заманауи физиканың ең негізгі бағытының бірі болып жасалынжы. Қазіргі таңда басқада елдерде ғарыштық сәулелер аймағында кең көлемді зерттеу жүргізіледі.
I - Тарау. Иондаушы бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі.
1. 1. Иондаушы бөлшектердің түрлері.
Иондаушы сәулелер деп электрон, протон, нейтрон, α - бөлшек, мезон, фотон және т.б. қарапайым бөлшектер ағынын айтамыз. Бөлшекетердің заттың атомындағы электрон немесе ядромен өзара әсерлесуі кулондық, электромагниттік, ядролық күштер арқылы жүзеге асады.
Бұл әсерлесулер нәтижесінде болатын серпімді және серпімсіз соқтығысулар нәтижесінде өте көп процестер туындайды.Сол көп процстердің ішінен энергия шығыны үлкен болатын процестерді ғана қарастырамыз. Осы тұрғыда иондаушы бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуін төрт топқа – зарядталған ауыр бөлшектерден зарядталған жеңіл бөлшектермен, фотондармен және нейтрондармен – деп бөлуге болады.
Ионаушы бөлшектердің заттарда бірлік ұзындыққа жүргенде шығындалған энергиясы тежелу қабілеті деп аталады. Егер бөлшектің затта жүру жолының ұзындығын г / см2 – бірлікте өлшейтін болсақ тежелу қабілеті заттың агрегаттық күйіне тәуелді болмайды. Заттарда жұтылған энергия сол ортада әртүрлі физикалық құбылыстар тудырады. Сол туындаған құбылыстарды иондаушы бөлшектерді тіркеу үшін пайдалануға болады. Жұтылған энергияның ортада миграциясы және оның нәтижесінде туындайтын әртүрлі құбылыстардың болуы заттың агрегаттық күйіне тәуелді болады. Мысалы, газдарға зарядталған бөлшектер енгенде еркін электрон және иондар туындайды.Соның нәтижесінде газдың электрлік кедергісі өзгереді.Кейбір кристалдарға иондаушы бөлшектер түскен кезде жарық фотондарын шығарады. Иондаушы бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі нәтижесінде
туындайтын осындай әртүрлі процестерді бақылау арқылы оларды тіркеуге болады. [ 1 ]
1. 2. Зарядталған ауыр бөлшектердің заттарда жұтылуы.
Зарядтары аз болған (Z = 1, 2) ауыр бөлшектер заттармен өзара әсерлескенде олардың энергия шығыны, негізінен, заттың атомдарымен серпімсіз кулондық соқтығысуы нәтижесінде туындайды. Серпімсіз соқтығысу нәтижесінде заттың атомы иондалады немесе қозған күйге өтеді. Бұл процесс үздіксіз болатындықтан зарядталған бөлшектің энергиясы да үздіксіз кемиді.
Зарядталған бөлшектердің атом ядросымен серпімді соқтығысуы нәтижесіндегі энергия шығыны иондауға кеткен энергиямен салыстырғанда өте аз болады. Егер иондаушы бөлшек энергиясы ядроның потенциялдық тосқауылынан үлкен болса бөлшектің энергия шығыны да үлкен болады. Мысалы, протон графитпен өзара әсерлескенде оның энергиясы 30 МэВ - тен, ал α - бөлшек үшін 100 МэВ - тен жоғары болғанда атом ядросымен соқтығысу кезіндегі энергия шығыны ескеретіндей шамаға ие болады.
Сонымен, энергиясы 50 МэВ - тен төмен болған зарядталған ауыр бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі кезіндегі энергия шығынын, негізінен иондау процесімен байланысты деп қарастыруға болады.
Н. Бор зарядталған бөлшектердің атом электрондарымен соқтығысуын классикалық тұрғыдан қарастырып, меншікті энергия шығынын есептеп шықты. х өсінің бағытымен қозғалыстағы зарядталған бөлшек тыныштық күйдегі электроннан у қашықтықтан өтсін. Өзара әсерлесу нәтижесінде электронның алған импульсі олардың арасындағы кулондық күш (Ze² / y²) - пен өзара әсерлесу уақыты (~у / υ) - ың көбейтіндісіне тең болады. Олай болса соқтығысу нәтижесінде электронның алған энергиясы:
Егер ортадағы электронның тығыздығы NZ болса, зарядталған бөлшектің, заттың қалыңдығы уdу қабатындағы электрондармен өзара әсерлесуі нәтижесінде, бірлік жол ұзындығындағы энергия шығыны:
– ке тең болады.
Олай болса зарядталған бөлшектің барлық электрондармен әсерлесуі нәтижесінде бірлік жол ұзындығындағы толық энергия шығыны:
-
(1)
Мұндағы нысана параметрі y-тің шекті мәндерін төмендегідей тұжырым арқылы анықтауға болады. Бөлшек энергиясының шығыны у-ке кері пропорцонал болғандықтан:
Энергияның сақталу заңына сәйкес:
Мұндағы Еmax - анықтамасы атомдағы еркін электрон үшін де, байланысқан электрон үшін де орынды болады. Байланысқан электрон үшін Еmin – ның мәні қоздыру энергиясы немесе электронның байланыс энергиясымен анықталады.
Бұл энергиялар әртүрлі қабықтағы электрондар үшін әртүрлі мәнге ие болады. Нақты атом немесе молекулалар белгілі бір түрлері үшін осы энергияның
минималь шамасын сипаттау үшін орташа иондау потенциялы 
деген шама ендіреді. Сонымен:
(2)
Бете квантомеханикалық және релятивисттік эффекттерді ескере отырып бөлшектің бірлік жол ұзындығындағы энергия шығыны үшін дәлдігі жоғарырақ болған төмендегі өрнекті тағайындады:
(3)
Мұндағы
. Көп жағдайда 
- ты эаттар тежелу қабілеті деп аталады.
Бете формуласы энергиясы өте кіші болмаған бөлшектер үшін дұрыс нәтиже береді. Егер бөлшек энергиясы өте кіші болса олар электрондарды қармап алуы мүмкін. Мұндай процесті Бете ескермеген. Сонымен қатар бөлшек энергиясы өте аз болғанда атомның ішкі қабықтарындағы электрондардың әсері нәтижесінде орташа иондау потенциялының шамасы бөлшектің жылдамдығына да тәуелді болады. [2]
Орташа иондау потенциялының шамасы 15,6 эВ - тан (сутегі үшін ) 810 эВ - қа (уран үшін) дейінгі аралықта өзгереді.
Заряд саны Z > 47 болған элементтер үшін 
- ке тең.
1 - суретке әртүрлі бөлшектер үшін ауаның тежеу қабілетінің энергияға тәуелділігі келтірілген. [ 2 ] Суреттен, зарядтары бірдей болған бөлшектердің (протон, дейтон, мейзрн) энергиялары жүздеген МэВ - тен жоғары болған кезде олардың тежеу қабілеттері бірдей болып тұрақты болатындығын көреміз.
1 – сурет. Иондаушы бөлшектердің ауада тежелу қабілетінің энергияға тәуелділігі.
1 – α -бөлшек; 2 – дейтондар; 3 – протондар; 4 – μ -мезондар; 5 – электрондар.
1. 3. β - бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі.
Төмен энергиялы электрондар (2 - МэВ) заттардан өткен кезде, ауыр зарядталған бөлшектер секілді, зат атомдарының электрондарын ионизациялайды немесе қозған күйге келтіреді. Бірақ ауыр зарядталған бөлшектерден ерекшелігі электрондар бір рет атомен соқтығысуы нәтижесінде энергиясының көп мөлшерін жоғалтып, үлкен бұрышқа ауытқиды. Сондықтан электрондардың заттардағы жүру жолының ұзындығы мен оның бағыты әртүрлі болады. Егер электрон энергиясы үлен болатын болса, оның атом ядросының өрісінде тежелуі нәтижесінде қосымша радиациялық сәулеленуі үшін энергия шығыны туындайды. Сонымен электрондардың заттармен әсерлесуі кезінде оның энергиясының шығыны ионизациялауға және радиациялық сәулеленуге жұмсалады.
а) Энергияның ионизациялық шығыны.
Электрондардың бірлік ұзындық жол жүргендегі энергия шығыны Бете анықтаған өрнек бойынша есептеледі:
Мұндағы Е - электронның кинетикалық энергиясы: 
Баяу электрондар үшін:
(4)
Ауадағы электрондар үшін dЕ/dх – тың орташа мәндері 1 - суретте келтірілген. Ауыр зарядталған бөлшектермен салыстырғанда электрондар үшін
энергия шығынының флуктуациясы үлкен болады.
2 – сурет.
2 - суретте әртүрлі қалыңдықтағы графиттен өткен электрондардың энергия бойынша таралуы келтірілген.[2]
б) Энергияның радиациялық шығыны.
Зарядталған бөлшектер үдемелі қозғалыс кезінде электромагниттік сәуле шығарады. Сондықтан электрон заттың атомдындағы өріс әсерінен тежелгенде радиациялық энергия шығыны туындайды. Оны тежелу сәулеленуі деп атайды. Тежелу сәулеленуінің квантының спектрі тұтас болып оның жоғарғы шекарасы электрон энергиасымен шектеледі.
Егер энергиясы Е - ге тең болған электрондық тежелу кезінде шығарған сәулесінің жиілігі ν - ге тең болған жағдайда, электронның заттың атомымен әсерлесу қимасы σ (Е,ν) см²*сек / атом болса, оның меншікті радиациялық шығыны:
(5)
Мұндағы N – ортаның бірлік көлеиіндегі атомдар саны; ν мах = Е / h;
Тежелу сәулеленуі кезінде фотонның туындау ықтималдығы оның жиілілігіне кері пропорционал болғандықтан радиациялық шығын энергиясы электрон энергиасына пропорционал болады.
Радиациялық шығынды эффектифті қима σрад арқылы сипаттау ыңғайлы. Эффектифті қима σрад энергияға тәуелді емес. Радиациялық шығынның орташа мәні: 
(6)
Мұндағы σрад =
;
Радиациялық шығынның орташа қимасы. Егер Е >> 137 m c ² / Z 1/3 болса эффективті қима энергияға тәуелді болмастатан оның шамасы шамамен:
(7)
Электрон энергиясы кіші болған жағдайда σрад энергияға тәуелді болады:
Сонымен электронның затпен әсерлесуі нәтижесінде оның энергия шығыны ионизацияға және радиациялық сәулеленуге жұмсалады екен. Олардың арақатынасы электрон энергиясына сәйкес әртүрлі болады: ионизациялық шығын Z - ке және энергияның логарифмне, ал радиацялық
шығын Z² - қа және энергияға сызықты тәуелді. Сондықтан үлкен энергиялы электрондар үшін радиациялық шығын ионизациалық шығыннан үлкен болады. Радиациялық шығын мен ионизациялық шығын тең болатын кездегі электрон энергиясын кризистік энергия деп алайық. Егер электрон энергиясы кризистік энергиядан кем болса ионизациялық шығын радиациялық шығыннан жоғары, ал кризистік энергиядан жоғары болса керісінше болады. Бете мен Гайтлер осы шығындардың қатынасының жуық шамасын төмендегіше анықтады:
(8)
Бұл өрнектен кризистік энергия Екр= 800 / Z, МэВ. Мысалы ауыр элемент қорғасында радиациялық шығын электрон энергиясы 10 МэВ - тен жоғары болған кезде ионизациялық шығыннан басым болады. [3,6]
1. 4. γ – сәулеленудің заттардан өтуі.
Сәулелер заттан өтуі кезінде γ – кванттардың энергиясы, бөлшектердегі сияқты үздіксіз кеміп отырмастан, бір соқтығысу кезінде толығымен (жұтылу процесі) немесе оның көп бөлігі (шашырау процесі) шығындалады.
Шашырау процесінде γ – квант энергиясы өзгерумен қатар оның бағыты да өзгереді.
Осы процестердің нәтижесінде γ – кванттардың параллель ағыны қалыңдығы h болған заттан өткенде экспонента бойынша кемиді:
(9)
Мұндағы n0 – затқа түскен γ – кванттар саны, n – қалыңдығы h – болған заттан бастапқы бағытта өткен γ – кванттар саны, μ – заттың жұтылу коэфиценті.
γ – сәулесінің заттан өткендегі ағынының кемуі экспонента бойынша болғандықтан γ – кванттардың қалыңдығы өте үлкен заттардан өту ықтималдылығы нөлден өзгеше болады. Сондықтан жеке γ – кванттардың жүру жолы олардың орташа мәнінен әлдеқайда өзгеше болуы мүмкін. Заттың жұтылу коэфицентінің физикалық мағынасы: γ – квант ағыны 1 / μ жол жүргенде оның интенсивтілігіне е есе кемиді. Сонымен 1/μ шама γ – кванттың заттағы орташа еркін жүру жолын сипаттайды. Егер γ – кванттың ортаның бір атомы мен әсерлесуінің толық қимасын σ деп белгілесек: μ = σ N
болады. Мұндағы N заттың 1 см2 көлеміндегі атомдар саны.
γ – кванттың заттан өтуі кезінде негізінен үш процес – фотоэффект, жұптардың туындауы және Комптон эффект нәтижесінде энергия шығыны туындайды.
Сонымен γ – кванттың орта атомымен өзара әсерлесуінің толық қимасы σ фотоэффекттің қимасы σж және комптон эфекттің қимасы σк - лардың қосындысына тең болады: σ = σф + σж + σк
Егер γ – квант энергиясы ондаған Мэв – тен үлкен болса ядролық фотоэффект құбылысы (γ – кванттың ядромен соқтығысып жұтылуы – фотоядролық реакция) бақылануы мүмкін. Бұл жағдайда ядролық фотоэффект қимасын да ескеру қажет. Төмен энергияларда оны ескермеседе болады.
Фотоэффект құбылысында квант энергиясы электронның байланыс энергиясы I мен оның кинетикалық энергиясы Ее – ге тең болады. Демек электронның энергиясы:
(10)
Демек бұл өрнектен фотоэффект құбылысы hυ > I болған жағдайда ғана орындалады. Сондықтан фотоэффекттің қимасы, K, L, M… т.с.с. қабықтағы электрондардың иондау энергияларына сәйкес келетін мәндері үздікті болды.
Энергиясы hυ ~ mc2 жуық, бірақ К – жолақтың жұтылу шекарасына жуық болмаған, фотондар үшін К – қабықта үшін фотоэффекттің қимасы:
(11)
Мұндағы Z – атом ядросының заряды, (σф)к – фотоэффекттің қимасы (см2 / атом).
Фотоэффекттің толық қимасы: 
Фотон энергиясы hυ >> mc2 болса фотоэффекттің қимасы γ – квант энергиясына кері пропорционал болады. Сол себептен ауыр элементтер үшін, мысалы қорғасын үшін, фотоэффекттің қимасы, фотон энергиясы 5 Мэв – ке тең болған кезде, өте жоғары мәнге ие болады. (11) өрнек жұтылу жолағының шекарасына жуық болған жағдайда дұсыс нәтиже бермейді. Бірақ бұл өрнек
фотоэффект қимасының фотон энергиясына тәуелділігінің жалпы көрінісін дұрыс түсіндіреді. Қорғасын және алюминий үшін фотоэффект қимасының фотон энергиясынатәуелділігі 3 – суретте келтірілген. [2,6]
3 – сурет. Қорғасын және алюминиден өткен γ – кванттардың жұтылу коэффеценттері μф, μк және μж – тың энергияға тәуелділігі. [2]
Егер γ – квант энергиясы атомдағы электронның байланыс энергиясынан көп үлкен болатын болса, олардың соқтығысуын серпімді соқтығысу ретінде қарастыруға болады. Бұл құбылыс комптон эффектісі деп аталады. Бұл жағдай үшін энергияның және импульстің сақталу заңдарын қолдануға болады.
Егер түскен γ – квант энетгиясын hυ, соқтығысудан соң шашыраған квант энергиясын hυ' , оның шашырау бағытын θ деп, ал атомнан ажырап шыққан электрон энергиясын Ее, бағытын φ деп белгілейік:
(12)
Мұндағы 
Бұл өрнектен θ > 900 бұрышқа ауытқыған кванттардың энергиясы hυ' < m0c2, ал θ =1800 болғандарының энергиясы hυ' ≤ m0c2 / 2; болғандығын көреміз. Коптондық шашыраудың дифференциалдық қимасын Клейн – Нишин – Тамм төмендегідей өрнек арқылы анықтады:
(13)
Мұндағы r 0 = e 2 / m 0 c 2 – электорнның классикалық радиусы.
Демек Кванттың кіші бұрышқа ауытқу ықтималдылығы оның энергиясы артқан кезде атрады. Егер түскен кватн энергиясы өте өте аз болса (hυ << m0c2), шашыраған квант энергиясы түскен квант энергиясына тең болып, оның қимасы: 
(14)
(13) - өрнекті барлық денелік бұрыш бойынша интегралдау арқылы комптондық шашыраудың толық қимасын анықтаймыз:
(15)
Мұндағы 
Комптондық шашыраудың қимасы 3 – суретте көрсетілген.
γ – квант зарядталған бөлшектердің немесе ядроның электр өрісінде электрон – позитрон жұбын тудыруы мүмкін. Бұл жұптардың туындау процесі γ – квант энергиясы электрон мен позитронның тыныштығы массаларының қосындысынан (1,02 Мэв) үлкен болған жағдайда ғана болуы мүмкін.
Жұптардың туындауы вакуумда болуы мүмкін емес, себебі импульстің сақталу заңы орындалмайды. Жұптардың туындау процесінде ядроның (немесе атом электронның ) алған тебілу энергиясы ЕА – ны ескеру қажет:
hυ = m + c 2 + m – c 2 + E A (16)
Мұндағы m + c 2 және m – c 2 позитрон және электронның толық энергиясы.
Жұптардың туындау қимасы Z2 пропорционал болып, энергияға тәуелділігі өте күрделі болады (3 – сурет).
Бұл процесте туындаған позиторн өте аз уақыт аралығында аннигиляция процесі нәтижесінде энергиялары 0,51 Мэв – ке тең болған екі фотонға айналады. [3,6]
следующая страница>