Дипломдық жұмыс: Иондаушы сәулелердің бағыттарын анықтау тәсілі

ҚАЗАҚСТАН РЕСПУБЛИКАСЫ БІЛІМ ЖӘНЕ ҒЫЛЫМ МИНИСТРЛІГІ

 

 

ФИЗИКА – МАТЕМАТИКА  ФАКУЛЬТЕТІ

 

Физика кафедрасы

 

 

 

 

 

 

 

 

Д И П Л О М Д Ы Қ   Ж Ұ М Ы С

 

 Иондаушы сәулелердің бағыттарын анықтау тәсілі.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

М а з м ұ н ы

 

     Кіріспе………………………………………………………………………………….

 

     I — Тарау.     Иондаушы бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі.

1. 1. Иондаушы бөлшектердің түрлері…………………………………………..
2. 2. Зарядталған ауыр бөлшектердің заттарда жұтылуы………………..
3. 3. β — бөлшектердің заттармен өзара әсерлесуі……………………………
4. 4. γ — сәулеленудің заттардан өтуі……………………………………………………………………………………………….

 

    II — Тарау.    Ғарыштық сәулелер  және оларды зерттеу мәселелері.

2. 1. Ғарыштық сәлелер туралы жалпы мәліметтер………………………..
3. 2. Галактикалық ғарыштық сәулелер…………………………………………
4. 3. Екінші реттік ғарыштық сәулелер…………………………………………
5. 4. Ғарыштық сәулелерді зерттеу мәселелері………………………………

 

    III — Тарау.   Иондаушы сәулелер бағытын анықтау        тәсілдері (эксперимент).

3. 1. Гейгер – Мюллер санауышы………………………………………………….
4. 2. Лабораториялық индикатордың құрылымы және оның жұмыс істеу принципі……………………………………………………………………………….33
5. 3. Ғарыштық сәулелердің бағытын телескоп арқылы анықтау.

3.3.1. Ғарыштық сәуле телескопының телеметриядық параметрлері……………………………………………………………………………..

1 – тәсіл. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытан бас телефон көмегімен анықтау…………………………………………………………………….

2 – тәсіл. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын осциллограф көмегімен анықтау…………………………………………………………………….

3.3.2. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын анықтау……………….

Ғарыштық сәуле интенситтілігінің бағытқа тәуелділігі………………

 

    Қорытынды……………………………………………………………………………

    Пайдаланылған әдебиеттер………………………………………………..

 

 

 

 

 

 

 

 

 

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  Е_max —  анықтамасы атомдағы еркін электрон үшін де, байланысқан электрон үшін де орынды болады. Байланысқан электрон үшін Е_min – 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 σ_рад арқылы сипаттау ыңғайлы. Эффектифті қима σрад энергияға тәуелді емес. Радиациялық шығынның орташа мәні:                                    (6)

 

        Мұндағы      σ_рад =;

        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 σ_рад   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  Е_кр= 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 σ_ж және комптон эфекттің қимасы σ_к  — лардың қосындысына тең болады:    σ = σ_ф + σ_ж + σ_к

        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 Е_е – 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, (σ_ф)_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   μ_ф, μ_к  және μ_ж – 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 Е_е, 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 Е_А – 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]

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

II — Тарау.  Ғарыштық сәулелер және оларды зерттеу мәселелері.

 

 

2. 1. Ғарыштық сәулелер туралы жалпы мәліметтер.

 

        Ғарыштық сәулелер — әлем кеңістігінен Жерге үнемі келіп тұратын жоғары энергиялы бөлшектер. Олардың  бастапқы сәуле деп аталатын негізгі бөлігі — протондар. Сондай-ақ ғарыштық сәулелердің құрамында бастапқы бөлшектердің жер атмосферасындағы атом ядроларымен әсерлесуі нәтижесінде пайда болатын элементар бөлкпектердің ағыны (екінші реттік сәуле) да болады.

        Ғарыштық сәулелер элементар бөлшектердің құрылысы мен олардың түрленуін зерттеуге мүмкіндік беретін, жоғары және аса жоғары энергиялы бөлшектердің табиғи көзі болып табылады. Ғарыштық сәулелерді зерттеу арқылы оның құрамындағы бөлшектердің үдетілу жолдары анықталып, жұлдыз аралық (бәлкім, галактика аралық) ортадағы кейбір астрофиз. процестерді түсіндіруге болады. Зарядты бөлшек үдеткіштері жасалғанға дейін ғарыштық сәулелер жоғары энергиялы бөлшектердің бірден-бір көзі болды. Бастапқы космостық сәуле негізінен, энергиясы 10⁹ эв-тан артық бөлшектерден тұрады. Тіпті кейбір жеке бөлшектің энергиясы  1020-1021 эв-қа дейін жетеді. Бұрын белгісіз болған көптеген элементар бөлшектер алғаш рет Ғарыштық сәулелердің құрамынан табылды. Олардың ыдырауы және атом ядросымен әсерлесуі жөніндегі алғашқы мағлұматтар да осы Ғарыштық сәулелерден алынды. Қазіргі үдеткіштердегі бөлшектердің энергиясы 10¹¹—10¹² эв-тан аспайтындықтан, әлі де болса аса жоғары энергиялы бөлшектердің бір-бірімен әсерлесуі жөніндегі мәліметтер тек ғарыштық сәулелер арқылы ғана алынады.

Ғарыштық сәулелер негізінен Күн жүйесінен тыс кеңістіктен келеді. Бұл сәулелерді   г а л а к т и к а л ы қ  Ғарыштық сәулелер деп атайды. Ал Күн активтілігіне  байланысты  пайда  болатын  энергиясы  төмен  сәулелер  күннен

 

келетін  ғарыштық сәулелер делінеді. Күн активтілігі жоғарылағанда ғарыштық  сәулелердің  бұл  бөлігінің  үлесі  де едәуір  артады. Аса  жоғары энергиялы бөлшектер біздің Галактикадан тыс кеңістіктен (метагалактикадан) де келуі мүмкін. Жерге келетін ғарыштық сәулелер энергиясының шамасы Күн сәулесі энергиясының ағынынан әлдеқайда аз болады. Бүкіл Галактика масштабындағы ғарыштық сәулелер энергиясының орташа тығыздығы едәуір жоғары ( ~1 эв/см³) болады. Оның мөлшері гравитациялық энергияның, магнит өрісінің, жұлдыз аралық газ қозғалысы кинетикалық энергиясының, жұлдыздар шығаратын электромагниттік сәуле энергиясы тығыздықтарының қосындысына жуық. Сондыңтан, тұтасынан алғанда, ғарыштық сәулелер Галактика эволюциясына ықпал етуге тиіс.

        Ғарыштық сәулелер физикасындағы зерттеу жұмыстары негізінен, ядролық физика (ғарыштық сәулелердің затпен әсерлесуі, пайда болуы, қасиеті және олардың элементар бөлшектермен әсерлесуі) және космостың физика (бастапқы ғарыштық сәулелердің құрамы мен бөлшектердің энергиялық спектрі, галактикалық және Күннен келетін ғарыштық сәулелердің пайда болуы мен таралуы, ғарыштық сәулелердің жер атмосферасымен, планета аралық кеңістіктегі күн желімен және соққы толқындармен әсерлесуі т.б.) деп аталатын екі бағытта жүргізіледі. Үдеткіштер техникасы өркендеген  сайын бірінші бағыттағы зерттеулер жөғары энергия физикасына қарай ығысып барады. Ғарыш кеңістігінің Жерге жақын бөлігін спутниктердің және ғарыштық ракеталардың көмегімен тікелей зерттеудің нәтижесінде екінші бағыттағы зерттеулер алыстағы ғарыш объектілеріне қарай ауысуда. Ғарыштық сәулелердің көмегімен алынған мәліметтердің микродүние (өлшемі 10 —¹³ см — ден кіші) физикасы мен ғарыштық  (10⁸—10²⁸ см) физиканың дамуында ерекше маңызы бар. Ғарыштық сәулелердің ауаны иондалалатынын алғаш рет (1912) неміс физигі В. Гесс байқаған. Жер бетінен алыстаған сайын ауаның иондалу дәрежесі өсетіндіктен, Гесс бұл сәулелерді ғарыштан келеді деп жорамалдаған.

Магнит өрісінде орналасқан Вильсон камерасындағы ғарыштық сәулелердің ізін  зерттеудің  (Д. В. Скобельцын,  1927)  және  стратосфераға  көтерілген   газ

разрядты есептеуіштер арқылы ғарыштық сәулелер бағытының ауытқуын бакылаудың (С.Н. Вернов және Р.Милликен 1935—37) нәтижесінде бастапқы ғарыштық сәулелердің зарядты  бөлшектерден (көбіне протондардан) тұратындығы анықталды. Жер бетінен шамамен 30 км биіктікке көтерілген ядролық фотоэмульсияда сутектен басқа ауыр элемент ядроларының да іздері байқалды (Б. Питерс т.б., 1948). Ғарыштық сәулелерді одан әрі зерттеу кезінде (1932—49) позитрон, мюон, пи-мезон, К-мезон, Л-гиперон сияқты көптеген бөлшектер табылды. Вильсон камерасында нөсерлер деп аталатын, бір жерден

шығып бір бағытта таралатын бөлшектер тобын алғаш рет (1932) П. Блэкетт пен Дж. Оккпалини ашты. Ғарыштық сәулелердің биік таудағы станциялары (В. И. Векслер, Н. А. Добротин т. б.) мен стратосферада (С. Н. Вернов т. б.) жүргізілген зерттеулер арқылы екінші реттік ғарыштық сәулелер бастапқы сәуле құрамындағы белшектердің ауадағы атом ядроларымен әсерлесуі нәтижесінде пайда болатыны дәлелденді. [3,6,7,8]

 

 

2. 2. Галактикалық ғарыштық сәулелер.

 

В.Л.Гинзбург пен И.С.Шкловский ұсынған (1955) гипотеза бойынша аса жаңа жұлдыздар галактикалық ғарыштық сәулелердің көзі болып есептеледі. Жердің  жасанды  спутниктері  мен  планета  аралық  автомат  станциалардағы

тіркеуіш аппараттардың көмегімен бастапқы ғарыштық сәулелер тікелей зерттеле бастады. «Протон» сериялы спутниктерде энергиясы ~ 10¹⁵ эв-қа дейінгі бастапқы сәуле бөлшектері тікелей анықталды. Сов. «Луноход-1» т. б. қондырғылардың көмегімен ғарыштық сәулелердің құрамы жер магнитосферасынан тыс аймақта ұзақ уақыт бойы зерттелді. Эксперименттік зерттеулердің нәтижесінде ғарыштық сәулелердің таралу бағыты жағынан изотропты болатындығы, яғни барлық бағытта бірдей таралатындығы анықталды. Жердің магнит өрісімен әсерлесуі салдарынан (Лоренц күші) зарядты бөлшектер бастапқы бағыттан ауытқиды. Сондықтан жер бетіндегі ғарыштық сәулелердің интенсивтілігі мен энергиялық спектрі, бақылау нүктесінің геомагниттік координатасы мен сәуленің түсу бағытына байланысты өзгереді. Геомагниттік өрістің әсері оның күш сызықтары мен бөлшектің қозғалу бағыты арасындағы бұрыштың шамасына пропорционал болады.

Бастапқы Ғарыштық сәулелер құрамында 90% — тей протондар, 7% — ке жуық α — бөлшектер және аз ғана мөлшерде (1%) басқа элемент ядролары бар.

Осыған қарамастан ғарыштық сәулелер энергиясының 50% — ке жуығы реттік нөмірі бірден артық (Z > 1) элемент ядролары арқылы тасымалданады. Ғарыштық сәулелер құрамында Li, Ве, В сияқты табиғатта аз таралған элементтер көбірек кездеседі, сонымен қатар ауыр ядролар (Z > 6) да болады. Ғарыштық сәулелер көзінде көбіне ауыр ядролар үдетіледі де, жеңіл ядролар олардың жұлдыз аралық заттармен әсерлесуі кезінде пайда болады.

Ғарыштық сәулелер құрамында электрондар мен позитрондар (~1%), сондай-ақ жоғары энергиялы (100 Мэв-тан жоғары) фотондар (~ 0,01 %) да бар. Үлесі аз болғанмен фотондар (γ — кванттар) ғарыштық сәулелер көздерін анықтауда елеулі роль атқарады. Өйткені фотондар магнит өрісінде езінің бағытын өзгертпейді. Жер магнитосферасындағы радиациялық белдеулердің пайда болуында ғарыштық сәулелердің шешуші маңызы бар.

Күн бетінде байқалатын хромосфералық атқылау кезінде ғарыштық сәулелердің интенсивтілігі қысқа мерзімге болса да артады. [3,6,7,8]

 

 

 

 

	4 – сурет. Бастапқы   ғарыштық сәуле құрамындағы  ядролардың  фотоэмульсиядағы  іздері ( Z – химиялық элементтің реттік номері).[16]

 

 

Кейбір хромосфералық атқы-лау кезінде ғарыштық сәулелердің Күннен келетін бөлігі галактикалық бөлігінен жүздеген есеге дейін артып кетеді (мыс, 1956 ж. 23 ақпанда байқалған атқылауда 300 есеге дейін артты). Галактикалық ғарыштық сәулелерге қарағанда Күннен келетін ғарыштық сәулелердің энергиясы аз (энергетикалық спектрі жұмсақ) болады. Ол орта есеппен алғанда жалпы интенспвтіліктің бірнеше процентін ғана құрайды. Күннен келетін ғарыштық сәулелер жоғарғы ендіктегі ионосфера қабатына елеулі әсерін тигізеді. Бұл сәулелердің энергетикалық спектрі және олардың таралуы мен бұрыштық анизотропиясы жөніндегі мәліметтер планета аралың кеңістіктегі магнит өрісінің құрылысы жөнінде нақты деректер алуға мүмкіндік береді.

Сәуле ағынының өзгерісін зерттеу геомагниттік ұйтқу, полярлық жар-қыл сияқты көптеген геофизикалық құбылыстарды түсіндіруге көмектеседі. Га-лактпкалық ғарыштық сәулелер интенспвтілігіндегі периодты өзгерістер негізінен  Күн  активтілігінің  11 жылдық  цикліне  сай  келеді. Бүл  модуляция

галактпкалық ғарыштық сәулелердің Күннен шығатын магниттік плазма ағынына (Күн желі) «ілесуі» және одан шашырауы салдарынан болады.

Ғарыштық сәулелердің шығу тегі жөніндегі гипотезалар бастапқы ғарыштық сәулелерді радиоастрономиялық тәсілдердің көмегімен зерттеуге байланысты шықты. Қазіргі көзқарас бойынша ғарыштық сәулелер аса жаңа жұлдыздардың қопарылысы кезінде пайда болады. Мұндай қопарылыстар кезінде плазмада пайда болған соққы толқыны зарядты бөлшектерді ~ 10¹⁵ эв-қа дейін, тіпті одан да жоғары энергияға дейін үдете алады.

Радиоастрономиялық тәсілдер арқылы ғарыштық сәулелердің (дәлірек айтқанда, оның электрондық компоненті) біздің Галактикадан тыс орналасқан көздері  де  (квазарлар)  байқалды. Соңғы  кезде  анықталған  астрофизикалық

объектілер — пульсарлар да ғарыштық сәулелердің жоғары энергиялы (10²⁰—10²¹ эв) бөлігінің көзі бола алады.

Әр түрлі табиғи көздерде үдетілген зарядты ауыр бөлшектер жұлдыз аралық кеңістікте күрделі траектория бойымен қозғалады. Сондықтан қозғалыс диффузиялық сипатта болады. Энергиясы 10¹⁷—10¹⁸ эв шамасындағы бөлшектер біздің Галактикада ондаған миллион жыл бойы ұсталып қалуы мүмкін. Ғарыштық сәулелер құрамындағы бөлшектердің қозғалысы диффузиялық сипатта болатындықтан ғарыштық сәулелер ағыны, іс жүзінде, толық изотропты болады. Ғарыштық сәулелер құрамындағы радиоактивті ядролардың салыстырмалы мөлшері бойынша галактикалық ғарыштық сәулелердің жасы жуықтап анықталады. Ұзақ уақыт бойы ғарыштық сәулелер әсер еткен метеориттік заттардағы тұрақты және радиоактивтік изотоптардың құрамын зерттеу арқылы және өте ескі ағаштардың әр түрлі жылдық сақинасындағы радиоактивті көміртектің мөлшерін анықтау нәтижесінде ерте замандағы ғарыштық сәулелердің интенсивтілігі жөнінде болжам жасауға болады. Мұндай зерттеулер ғарыштық сәулелердің орташа интенсивтілігі миллиондаған жылдар бойы осы күнгі мөлшерінде болғандығын көрсетеді. [15,16]

2. 3. Екінші реттік ғарыштық сәулелер.

 

Бастапқы ғарыштық сәулелер құрамындағы жоғары энергиялы (бірнеше Гэв) протондар мен басқа ядролық бөлшектердің жер атмосферасындағы атом ядроларымен (негізінен азот пен оттек) әсерлесуі кезінде тұрақсыз элементар бөлшектер туады. Негізгі бөлігі зарядты (п+ және п~) және зарядсыз (п°) л-мезондардан немесе пиондардан тұратын бұл бөлшектердің өмір сүру уақыты 2,5*10-⁸ сек және 0,8*10 ^-16 сек. Сонымен қатар ықтималдығы аз К-мезондар, гиперондар мен лезде ыдырап кететін резонанстар да пайда болады.

5 – сурет. Ғарыштық сәулелердің атмосфра  арқылы өту схемасы: γ — гамма  кванттар, е — – электрондар, е+ — позитрондар, р – пратондар, n – нейтрондар.[17]

 

 

 

Бастапқы протондар  соқтығысу  кезінде өз  энергиясының  біразын  жоғалтады.  Ыдырау кезінде пайда болған нуклондар (нейтрондар мен протондар) мен жоғары энергиялы зарядты пиондар ядролық әсерлесуге қатысады. Осы әсерлесу кезінде ауаның атомдары ыдырап пиондар пайда болады. Ядролық соқтығысулар кезінде ұшып шыққан нуклондар мен ыдырап үлгермеген жоғары энергиялы зарядты пиондар екінші реттік ғарыштық сәулелердің ядроактивтік компонентін құрайды. Бұл бөлшектердің атмосферадағы жаңа бөлшектерді бірнеше дүркін қайта тудыруы нәтижесінде екінші реттік ядроактивтік бөлшектердің тасқыны пайда болады. Бұл құбылыс салдарынан бөлшек энергиясының орташа мәні төмендейді. Жеке бөлшектің энергиясы 1 Гэв-тен төмендегенде жаңа бөлшектердің пайда болу процесі тоқтайды. Атмосфераға тереңдеп бойлаған сайын ғарыштық сәулелердің жалпы ағынындағы ядроактивтік компоненттің мөлшері азаяды. Ядроактивтік бөлшектердің атом ядроларымен әсерлесуінен пайда болған бейтарап пиондар (п°) лезде екі фотонға (ү) ыдырап кетеді: п⁰-2ү. Бұл процесс ғарыштық сәулелердегі электронфотондық компоненттің жұмсақ, яғни оңай жұтылатын бастапқы бөлігіп құрайды. Атом ядросының күшті электр өрісінде бұл фотондар электрон-позитрондық жұп туғызуға (ү → е ^— + е+) қатысады.

 

	6 – сурет. Ғарыштық сәулелердің түрлі компаненттері интенцивтілігінің биіктікке байланысты  өзгеруі (500 С  Солтүстік ендігі үшін), 1 — пратондар мен — бөлшектер, 2 — электроандық компонент, 3 — — мезондық компонент,  4 — толық интенцивтілік.[18]

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Ал тежелген сәуле  шығару  процесінде  электрондар  мен  позитрондардан  жаңа  фотондар пайда болады. Каскадтық сипаты бар мұндай процестер кезінде жалпы бөлшектің саны тасқындай көбейетіндіктен электронфотондық нөсер байқалады. Электронфотондық нөсер п-мезондармен қатар бастапқы ғарыштық сәулелердегі жоғары энергиялы (100 Мэв) электрондар мен ү-кванттардың, β — электрондардың (зарядты бөлшектердің заттан өтуі кезінде бөлініп шығатын атомдық электрондардың) әсерінен де пайда болады. Энергиясы жеткілікті зарядты пиондар ғана ядролық каскадты дамытуға қатысады. Энергиясы төмендегенде олар ұшып келе жатып-ақ ыдырап кетеді. Зарядты пион мюонға  және нейтриноға (ү) ыдырайды.

  7 – сурет.  Мыс колчеданы шығаратын жердің геолргиялық қысымы және ғарыштық сәулелердің интенсивтілігін бейнелейтін қисық сызық: А – рудалы зат; I – интенсивтіліктің эксперименттік қисық сызығы; II – интенсивтіліктің есептеп шығарылған қисық сызығы. [14,16]

 

 

Ядролық актив тілігі төмен  болғандықтан  мюон   затпен   аз   серлеседі   және   оның   энергиясы атомдарды иондауға (электромагниттік әсерге) ғана жұмсалады. Сондықтан мюондар ағыны ғарыштық сәулелердің өткір компонентін құрайды. Өту қабілеттілігі жоғары және жұтылу коэффициенті зат тығыздығына тура пропорционал болғандықтан ғарыштық сәулелердің өткір компоненті жер астында жүргізілетін геофизикалық және инженерлік барлау жұмыстарында кеңінен қолданылады. [15,16]

 

 

2. 4. Ғарыштық сәулелерді зерттеу мәселелері.

 

Лабораториялар мен ғарыштық станциалардағы зерттеулер екі түрлі бағытта жүргізілуде.  Ғарыштық   ф и з и к а д а   бөлшектерді жоғары және аса жоғары энергияға дейін үдететін негізгі процестердің табиғаты қарастырылады. Сонымен қатар ғарыштық сәулелер интенсивтілігінің вариациясы, оның құрамдық ерекшеліктері мен бұрыштың және энергиялық байланыстарын зерттеу арқылы планета аралық және жұлдыз аралық ортаның қасиеттері анықталады. Ғарыштық сәулелердің шығу көздерін іздеу үшін рентген және гамма-сәулелер аймағындағы радиоастрономия және астрономия

бақылаулар кеңінен қолданылуда. Ядролық физика бағытындағы зерттеулер нәтижесінде үдеткіштерде алынбайтын нуклондардың (энергиясы 10¹² эв-тан үлкен) атом ядроларымен соқтығысуы кезінде бөлшектердің көптеп пайда болуы, сонымен қатар мюондардың (п+ және п-мезондардың ыдырауынан пайда болатын мюондардан басқа) тікелей пайда болуы сияқты процестердің ерекшеліктері анықталуда. Жоғары энергиялы бөлшектердің қатысуымен жүретін құбылыстарды сипаттайтын теориялық модельдерді қолдануды анықтау мәселесі әзірше толық шешілген жоқ.

        XX ғасырдың 30 – 40 – жылдарынан Вильсон камерасы газ разряды санауыштары және яролық фото – эмульсиялар арқылы ғарыштық сәулелердің екінші  реттік қ ұраушылары  қарқынды түрде зерттеле бастады.  XX  ғасырдың                                                     

50 – жылдарынан бастап ғылыми зерттеулер, негізінен бастапқы %арыштық сәулелерді зерттеуге бағытталды. Ал 80 – жылдары ғарыштық сәулелердің әр түрлі құраушыларын, энергияның кең диапазонында тіркеу Жер бетіндегі барлық станцияларда, стратасферада, Жердің жасанды серіктерінде және планетааралық автоматты станцияларда жүргізілді.

        Қазақстанда ғарыштық сәулелерді зерттеу екі бағытта жүргізіледі:

• Ғарыштық сәулелердің пайда болу мәселесі (ғарышта бөлшектердің үдей қозғалуы); бастапқы бөлшектердің энергетикалық спектрінің түзілуі және олардың химиялық құрамы; ғарыштық кеңістік арқылы бөлшектердің өтуі және олардың магнит өрісімен әсерлесуі; уақыт бойынша және Күннің белсенділігіне байланысты олардың қарқындылығының ауытқуын зерттеу;
• Ғарыштық сәулелерді қазіргі кездегі үдеткіштердің көмегімен ала алмайтын  жоғары энергиялы бөлшектер көзі ретінде пайдалану.

        XX – ғасырлардың 50 – жылдарының бас кезінде Қазақстан Ғылыми Академияның Физика – техника  институтында Ж. С. Тәкібаевтың жетекшілігімен    ғарыштық   сәулелердің   бөлшектерінің   әсерінен   болатын

ядролық ыдырауларды зерттеу жөнінде алғашқы тәжірибелер жүргізілді. Арнайы фотоэмульсиялар тау биіктігінде (Іле Алатауы мен Памирде) және 30 км биіктікке ұшатын зонд көмегімен сәулелендіріледі. Олар өңделгеннен кейін, микроскоптардың көмегімен зерттеліп, көптеген әдістемелік жұмыстар атқарылады (Э. Г. Босс, Д. Қ. Қайыпов, И. Я. Часников, т. б.). Әр түрлі ядролықнысаналар үшін екінші реттік бөлшектердің сандық мөлшері мен ұшып шығу бұрышы бойынша таралуының нақты заңдылықтары анықталды. XX ғасырдың 60 – жылдардың бас кезінде ғарыштық сәулелерді зерттеу үшін Алматы қаласының маңында 3340 м абс. Биіктікте биік тау ғарыштық станциялар салынды (1957ж). Бұл станцияладың ғылыми зерттеу жұмыстарының  басты  бағыты – аса  жоғары  энергиялы  ғарыштық  сәулелер

бөшектерінің затпен өзара әсерін зерттеу. Мұнда жетекші бейтарап мезондар пайда болу қимасы есептеліп, екінші реттік бөлшектердің бұрыштық таралуына талдау жасалды, мезондардың қайыра зарядталуы олардың энергиясына тәуелсіз екендігі анықталды. Атмосферадағы нөсердің микроқұрылымын, т. б. зерттеу жөнінде тәжірибелер жүргізілуде. КСРО Ғылыми Академияның Физика  институтымен бөрлесе орырып, баллондар арқылы атмосфераның жоғары қабатына көтерілген рентген эмульсиялық камералардың көмегімен, өте жоғары энергиялы бастапқы бөлшектер әсерінен пайда болған бөлшектер тобы (нөсерлер) зерттелді. Физиктердің арнаулы тобы (жетекшісі Ю. А. Емельянов), халықаралық бірлестіктердің құрамында жұмыс істеп, энергиясы 10¹⁵ – 10¹⁷ эВ – ке дейінгі бастапқы бөлшектердің әсерінен, атмосферада жоғары энергиялы екінші реттік γ – кванттардың пайда болуын зерттейді. XX ғасырдың 60 – жылдардың басынан ҚазМу – де (қазіргі ҚазҰУ – де) әр түрлі биіктіктегі ғарыштық сәулелердің бөлшектері ағынының  ауытқуын зерттейтін проблемалық лабараториялық (меңгерушісі Е. В. Коламеец) жұмыс істей бастайды. Мұнда Күн белсенділігі мен Ғарыштық сәулелердің құтаушылары ағындарының  қарқындылығы  арасындағы  байланыс  анықталды.  Қазақсытан

Республикасы Білім және ғылым министірлігінің Ионосфера институтында  ғарыштық сәулелердің пайда болуы, Ғарыштық сәулелердің қарқындылығының  вариациялары және осы вариациялардың ионосферада өтетін процестермен байланысты зерттелуде. [17,18]

 

 

 

 

 

III – Тарау.  Иондаушы сәулелердің бағытын анықтау тәсілдері (эксперимент).

 

 

3. 1. Гейгер – Мюллер санауышы.

 

        Зарядталған бөлшектерді тіркеу үшін қолданылатын құралдардың бірі – Гейгер – Мюллер санауышы. Схемасы 1 – суретте берілген. Жұқа, цилиндр формплы алюмини баллон А (диаметрі – 20 мм), екі ұшы изолятормен бекітілген және осы изоляторларға жіңішке металл сым В орнатылған. Баллон ішінен ауасы сорылып, орнына сутегі немесе инертті газдар енгізіледі, қысымы – 100 мм сын. Баг. Цилиндрмен металл қыл сым жоғарғы кернеуді Б ток көзіне қосылады. Егер металл сым мен цилиндр қабырғаларының арсына зарядталған бөлшек енетін болса, ол газды иондайды.            

              8 – сурет. Гейгер – Мюллер санауышының схемасы.[19]

 

               Пайда болған газ иондары қыл мен цилиндр арасындағы күшті электр өрісінің әсерінен үлкен жылдамдықпен қозғала отырып жолында кездескен газдың бөлшектерін иондайды. Сөйтіп екінші реттегі иондар пайда болып, санауыш арқылы токтың үлкен импульсі өтеді. Ток импульсі кедергі R – да кернеу  туғызып,  ол   кернеу К күшейткішіне  және  Е  есептегішке   беріледі.

Цилиндр мен қыл арасынындағы электр өрісін пайда болған импульсті күшейтуге   жететіндей  етіп,  бірақ   разряд  өз  бетімен  жүруіне   мүмкіндік

бермейтіндей етіп алады. Пайда болған ұзаққа созылмас үшін біраз уақыттан кейін разрядты сөдіру керек. Ол үшін санауыш ішіне этил спиртті, ацетон сияқты сөндіргіштер енгізеді. Бұлардың молекулалары зарядталған бөлшектердің әсерінен диссоцация құбылысына ұшырап, разряд аймағындағы зарядталған бөлшектерді жұтады. Нейтрондарды тіркеу, жоғарыда айтылып кеткендей, олардың екінші реттегі зарядталған бөлшектерді туғызуы арқылы жүргізіледі. [19]

 

 

 

3. 2. Лабораториялық индикатордың құрылмы және оның жұмыс істеу принципі.

 

        Қондырғы 9 – сурет бойынша құрастырылады. Төмен жиілікті күшейткіштің кірісіне демонстациядық панелге бекітілген есептегіш универсал түзейткіштен қоректелінеді және де индикаторға 0 – ден 450 В-қа дейінгі аралықта реттелетін тұрақты кернеу ( қысқыштарын тізбектеп қосып, оларда 350 В-қа тең тұрақты кернеумен реттелетін 0 ± 100 В кернеу түсірілмейтін болсын), ал күшеткішке тұрақты 250 В кернеу мен айнымалы 6,3 кернеу беріледі.

 

 

 

 

 

 

 

 9 – сурет. Иондаушы бөлшектердің индикаторының іс — әрекетін демонстрациалауға арналған қондырғысы және оның схемасы.    [13]   

 

        Есептегіш түтік екі электроды бар цилиндір формалы немесе метал балоннан тұрады. Катод қызметін не металл балон, не шыны балонның ішкі бетіне жағылған өткізгіш қабат атқарады. Анод қызметін балон осін байлай керілкен жіңішке металл сым атқарады.

 

       10 – сурет. Гейгер – Мюллер есептегіш түтігі ( жалпы түрі мен жармасып ):

       1 – металл қылсым; 2 – шыны түтік ішіне жалатылған металл қабат; 3 және 4 – изоляциоланған қылсым ұштары; 5 – контактілер; 6 — өткізгіш.[13]

 

Төмен қымдағы балонның  ішкі арнайы газ қоспаларымен толтырылған (аргон және спирт буымен ).

        Есептегіш түтіктік электродтарындағы кернеуді әртектес күшті өрісте жіптің маңында электрондардың соқтығысуынан газ иондалатындай шамада таңдап алады.

        Түтікке иондаушы бөлшек келіп түскенде газдың алғашқы иондалуы болады. Соққы әсерінен әрі қарай иондалу нәтижесінде түтіктегі ток кенет артады. Бұл ток жоғарғы Омдық резистор арқылы өтіп, резисторда кернеудің едәуір импульстарын тудырады, бұлар болса таратқыш конденсатор арқылы төмен жиілікті күшейткіштің кірісіне беріледі. Онда күшейтіледі де, олар дыбыс зорайтқыш арқылы қатты тырсыл түрінде қайта шығарылады.

        Газ құрамын («сөндіруші» қоспа) арнайы таңдап алуға байланысты пайда болған өздік разряд тқталады. Пайда болған иондар өте қысқа мерзім ішінде ( 10^-3 – 10^-4 с ретті ) электродтарда бейтараптанады да, индикатор жаңа бөлшекті тіркеуге дайын болып шығады.

     Кернеудің түрлі аймақтардағы индикатордың жұмысы.

        Радиактивті препаратын индикатор маңында орналастырады да ондағы кернеуді 0 – ден 380 В – қа дейін жайлап баяу арттырады. Лабораториялық индикатордың құрылымы Гейгер санауышы негізінде жасалған. Санауышқа түсірілген кернеу шамасына байланысты индикатордың жұмыс істеу принципін үш түрлі аймаққа бөлуге болады.        

        Төменгі кернеулер аймағы. 200 – 300 В ретті төменгі кернеулерде есептегіш түтік иондаушы камера ретінде жұмыс істейді. Иондаушы бөлшектің әсерінен түтікте пайда болған алғашқы иондар электрондарға қарай соққымен иондау үшін жеткілікті болмайтындай жылдамдықтармен қозғалады да токтың тіркелмейтін өте әлсіз импульстарын жасайды.

 

        Пропорционал аймақ.  Индикатордағы кернеуді өте жайлап, дыбыс зорайтқыш әлсіз тырсыл шығара бастағанға дейін арттырады. Бұл жағдайда түтік ішінде жіптің айналасындағы электр өрісінің кернеулігі соққы арқылы  иондауға   жеткілікті  болады,  осының  нәтижесінде  түтіктегі  разряд   көшкін

іспеттес болады. Иондар саны күрт артады  да күшейткен соң, ток импульстарын дыбыс зорайтқыш қаттылығы әр түрлі әлсіз және сирек тырсыл түрінде тіркеп отырады. Осы кернеуде импульстың шамасы арқылы иондау кезінде пайда болатын иондар санына пропорционал болады және бірдей емес ионизация өндіретін бөлшектерді айыру оңай болады.                                                          

        Гейгер аймағы. Кернеуді әрі қарай арттырғанда импульстардың жиілігі мен қаттылығы едәуір артады және импульс шамасы мен алғашқы иондау арасындағы порпорционалдық бұзылады: барлық импульстар бірдей болып шығады.        

         Кернеу өзгермегенде бірдей уақыт аралықтарындағы импульстар екі рет есептеледі және есептеу нәтижелерінің бірдей еместігін байқайды. Бұны радиоактивті ыдыраудың сипатының кездейсоқтығынан болады деп түсіндіреді.

 

   11 – сурет. Иондаушы сәулелердің лабораториялық индикаторы.[13]

 

          «Газ разрядты  санауыштың көмегімен радиоактивті сәуле шығаруды зерттеу» деген лабораториялық жұмысты орындауға дайындау үшін лабораториялық иодикатордың құрылысымен және жұмысымен таныстырады (11 – сурет).

        Прибордың қақпағын алып, негізгі бөліктерін көрсетеді: СТС – 5 типтес өзін — өзі сөндіретін есептегіш түтік түлеткіші бар кернеуді түрлендіргіш және қорек көзі (қалта фонорының батареясы). Импульстарды жоғары омдық бас телефондар есептейді. Кернеуді түрлендіргіштің транзисторда құрастырылған айнымалы ток генераторы бар. Шығарып алынған айнымалы ток кернеуі трансформатордың көмегімен 400 В – қа дейін жоғарылайды. Жоғарылатылған кернеу жартылай өткізгіш екі диодтың көмегімен түзетіледі де есептегіш түтікке беріледі. Түрлендіргіш құндақтың сырт жағына орналасқан кнопканың көмегімен іске қосылады.                                                               

        Индикатордың атқаратын қызметін демонстациялау үшін телефонды қосуға арналған оның шығыс ұяларын төменгі жиілікті күшейткіштің кірісімен жалғастырылады. Кнопканы басады да, түрлендіргіштің генераторы шығаратын жиілігі 500 – 1000 Гц қатты дыбысты тыңдайды.

        3 – 5 с өткенде кнопканы баспай жеке тырсылдарды тыңдайды. Бұл – индикатор иондаушы бөлшектерді тіркеп отырады.

        Түрлендіргіш ажыратылғанда индикатор тегістеуші фильтірдің зарядталған конденсаторынан қоректенетіндігі түсіндіріледі. Жұмыстың ұзақтылығы радиоактивті сәуле шығару әсерінің интенсивтілігіне байланысты және бірнеше минутқа созылады. Ұзақ уақыт бақыланғанда түрлендіргішті ауық – ауық  2 – 3 с қосып отырады.

 

 

 

 

 

 

 

3. 3. Ғарыштық сәулелердің таралу бағыттарын анықтау.

3.3.1. Ғарыштық сәуле телескопының телеметриядық параметрлері.

 

        Ғарыштық сәуле телескопы барлық бағыттан түсетін иондаушы бөлшектердің ішінен тек белгілі бір бағыттан келіп түсетіндерін ғана тіркейді. Телескоптың тіркеу бағыты оның өлшемдерімен индикаторлардың өзара орналасуына тәуелді болады. Индикатордың иондаушы бөлшектерді тіркейтін негізгі элементі СТС – 5 типті Гейгер санауышы. СТС – 5 санауыш түтікшесінің радиусы r, ұзындығы l, олардың арақашықтығы d – ға тең босын.

 

 

                    r                                        

 

 

      d                    φ                     (d-2r)       ψ

 

 

 

                                                                     l

 

 

   12.а – сурет                                12.б — сурет

12.а және 12.б – суреттерде параллель орналасқан екі индикатордан жасалған телескоптың бір-біріне перпендикуляр екі жазықтықтағы, көлденең қималарыкелтірілген.

 

12.а – суретке сәйкес телескоптың тіркеу бағытының түтікше радиусына тәуелділігі төмендегі өлнекпен анықталады:

12.б – суретке сәкес телескоптың тіркеу бағытының түтікше ұзындығында тәуелділігі:

Жазық φ және ψ бұрыштарға сәйкес келетін денелік бұрыш:

Мұндағы ∆S = 2rl; болғандықтан 

        СТС – 5 типті санауыштың радиусы r = 0.5 см, ұзындығы l = 7 см – ге тең. Біздің құрылғыда иондаушы бөлшек индикаторының түтікшелерінің арақашықтығы d = 5 см – ге тең болады.

Демек         немесе φ = 22⁰36’ = 0.125 π рад,

                     немесе ψ = 120⁰30’ = 0.667 π рад.

            Бұл жазық бұрыштармен шектелген денелік бұрыш:

Стередиан.

       Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын екі индикаторды сәйкес келу схемасы арқылы тізбекке қосып анықтауға болады. Қазіргі кезде кафедраның материалдық қордың жоқтығына сәйкес келу схемасын жасау мүмкін болмай тұр. Сондықтан екі индикатордан жасалған теласкоптан өткен дыбасты түркеудің қарапайым екі тәсілін ұсынамыз.

 

1 – тәсіл. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытан бас телефон көмегімен анықтау.

 

        Керекті құрал – жабдықтар: 2 – дана лабораториялық иондаушы сәулелер индикаторы, штатив, бас телефон, секундамер, зениттік бұрышты өлшегіш құрал.

        Телескоп ретінде қолданылатын екі индикаторды олардың түтікшелері параллель орналасқандай екі демонстрациялық штативке бекітеміз. Бас телефонның әр бірін дербес жұмыс істейтін етіп ажыратып алып, оларды жеке индикаторларға қосамыз. Бұл жағдайда бас телефонның әрбірі бір – біріне тәуелсіз жұмыс істейді яғни әрқайсысы өзі қосылған иондаушылардағы СТС – 5 түтікшелерінен өткен иондаушы бөлшектерді тіркейді. Егер иондаушы бөлшек екі индикаторлардың түтікшесінен де өтетін болса, бас телефонның екуінднгі дыбыс бір мезете шығады, ал иондаушы бөлшек тек түтікшенің бірінен ғана өтетін болса уақыт бойынша сәйкес келетін дыбыстар санын анықтаймыз. Зениттік бұрыштың шамасын өзгертіп, дыбыстан санының оған тәуелділігін байқаймыз.(11-сурет)

 

 

2 – тәсіл. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын осциллограф көмегімен анықтау.

        Керекті құрал – жабдықтар: 2 – дана лабораториялық иондаушы сәулелер индикаторы, штатив, осциллограф, секундамер, зениттік бұрышты өлшегіш құрал.

        Екі лабораториялық иондаушы сәуле индикаторын. Санауыш түтікшелері бір-біріне параллель орналасқандай екі демонстрациялық штативке бекітеміз. Индикаторлардың шығыс нүктелерін осциллографтың х және у ауытқушы пластинкаларына қосамыз. (13,14-сурет).  Иондаушы сәуле  әрбір индикатордан өткенде импульс тудырады. Ол импульс осциллографтың пластинкасындағы кернеуді өзгертіп, осциллограф экранында сигнал тудырады. Егер иондаушы сәуле х пластинкаға қосылған индикатор арқылы өтсе осциллографтың экранда х осі бағытында, ал у пластинкаға қосылған индикатор арқылы өтсе – у осі бағытында сигнал тудырады. Ал егер сигнал екі индикатор арқылы өтетін болса сигнал х және у осьтерінің биссектрисасы бойымен бағытталған болады.

 

 

3.3.2. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын анықтау.

 

        Керекті – құрал жабдықтар: Лабораториялық иондаушы бөлшектердің индикаторы – 2 дана; радиотехникалық жиынтықтың алынған төменгі жиілікті күшейткіш; тағанаға орнатылған электрондинамикалық дыбыс зорайтқыш; ВУП универсал түзеткіші; кедергісі 1-1,5 МОм тағанаға орнатылған радиотехникалық потенциометр; ұштығы бар жалғағыш проводтар; универсал штатив.

        Ғарыштық сәулелердің таралу бағыттарын екі индикатордың көмегімен анықтауға болады, ол үшін оларды дәлме-дәл келуі бойынша электр тізбегіне қосу керек. Ол үшін қондырғыны 13 – сурет бойынша құрамыз. Демострациалық штативтің тіркеуішіне әр түрлі биіктікке лабораториялық екі индикаторды, оларды есептегіш түтіктерінің қысымдары параллель болатындай етіп, бекітеміз. Телефондарды қосуға арналған индикаторлардың шығыстағы ұяларын тізбектей жалғап, төменгі жиілікті күшейткіштің кірістегі қысқыштарын қосады. Күшейткішке дыбыс зорайтқыш және универсал жартылай өткізгішті түзеткішті жалғастырылады.Реттеліп отыратын тұрақты кернеу түспейтін түзеткіштің қысқыштарын кедергісі 1 – 1,5 МОм реостат арқылы күшейткіштің қысқыштарынмен қосады және «-«таңбасымен белгіленген қысқышты кіріс лампа торының шығысымен, ал «+» таңбасы бар қысқышын осы лампы катодының шығысымен қосады.

           13 – сурет. Ғарыштық сәулелердің таралу бағытын демонстрациалауға арналған екі индикаторды қосу схемасы және қондырғысы.[13]

 

          Түзеткіші желіге қосады да, тәжісибені демрнстрациалауға кіріседі.

       Әр бір индикаторда 2 – 3 с-ке токты түзеткіш генераторды қосады. Нәтижесінде индикаторлар іске қосылып, өздері арқыры өтетін ғарыштық сәулелерді тіркей бастайды. Мұнда әр бір индикатордан күшейткіштің кірісіне кернеудің оң импульстары келіп түсе бастайды. Егер кіріс лампасының торына кернеу берілмесе онда барлық импульстар күшейткіш арқылы өтеді де дыбыс зорайтқышы оларды қатты сыртыл түрынде тіркеп отырады.

        Сонан соң күшейткіштің кірісіндегі теріс ығысу кернеуін жайлап арттырады. Кіріс лампасы бірте — бірте жабылып, келіп жеткен импульстарды өткізбейтін болады. Сол кезде дыбыс зорайтқыштағы сыртыл басылады.

        Ығысу кернеуін келіп жететін импульстар кернеуінің амплитудалық мәнінен аздап кем болатындай, олардың бәрі қклайда бәсең сыртылдар түрінде естілетіндей, лайықтап алады. Алайда, егер ғарыштық сәуленің өзі екі индикатордан да өтетін боса, импульстар қосылады да, қатты бір сыртыл түрінде тіркеледі. Мұнда мынандай тұжырым айтуға болады: сәкес ғарыштфық сәулелері екі индикатордың есептегіш түтіктері арқылыда өтетін жазықтық нұсқап отыратын бағытпен қабылданады.

 

 

        14 – сурет. Ғарыштық сәулелерді тіркеу үшін осйилографы бар екі индикаторды қосу схемасы және қондырғы.[13]

 

        Штатив тіркеуішін вертикалға әртүрлі бұрыштармен келтіріп қойып, тәжірибе жолымен «ғарыштық пеленгаторы» күшейткіштің шығысындағы  қатты сыртылдар ең жиі естілетіндей болып табылады.

        Осы жағдайда телефондарды қосуға арналған индикатрдың шығыс ұяларын параллель қосады да, 14 – суретте көрсетілгендей етіп, осйиллографқа жалғастырады. Осциллограф жаймасының генераиорын ажыратып тастайды, ал ақшыл дақтың ғарыштық  бөлшектерді индикатор тіркеп отырғанына байланыссыз, біресе вертикль, біресе горизанталь «шарпуын» байқайды. Мұның өзі индикаторлардың іске әр уақыты қосылатындығын көрсетеді. Бірақ экраннан эр ендік ақшыл дақтың диагональ бойымен «шарпуы» байқалады, бұл индикаторлар бір мезгілде іске қосылғанын көрсетеді. Ал мұның өзі бұл жағдайларда индикаторлар бір ғана ғарыштық сәулелерді тіркегенін білдіреді.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Ғарыштық сәуле интенситтілігінің бағытқа тәуелділігі.

 

а)  α = 0

1 – кесте.

 

№	N	t, сек	N0 = N / t	∆N0	N = N0,орт±∆N0,орт
1	2	30	0.071	0.02	0,09 ± 0,014
2	3	30	0.10	0.01
3	3	30	0.10	0.01
4	2	30	0.071	0.02
5	3	30	0.10	0.01
6	2	30	0.071	0.02
7	3	30	0.10	0.01
8	3	30	0.10	0.01
9	2	30	0.071	0.02
10	3	30	0.10	0.01
Орташа мәні			0.09	0,014

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

б) α = 45⁰

 2 – кесте.

 

№	N	t, сек	N0 = N / t	∆N0	N = N0,орт±∆N0,орт
1	2	30	0.07	0.006	0.076 ± 0.0096
2	2	30	0.07	0.006
3	2	30	0.07	0.006
4	2	30	0.07	0.006
5	3	30	0.10	0.024
6	2	30	0.07	0.006
7	2	30	0.07	0.006
8	3	30	0.10	0.024
9	2	30	0.07	0.006
10	2	30	0.07	0.006
Орташа мәні			0,076	0,0096

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Қорытынды.

 

        Иондаушы сәулелердің табиғи көзі ғарыштық сәулелер. Бастапқы ғарыштық сәулелердің құрамында 90 % — тей протондар, 7 % — ке жуық α – бөлшектер және 1 % — жуық басқа элемент ядролары болады. Бастапқы ғарыштық сәулелер құрамындағы жоғары энергиялы бөлшектер жер атмосферасындағы атом ядроларымен соқтығысуы нәтижесінде тұрақсыз элементар бөлшектер туындайды.

        Ғарыштық сәулелердің бағыты бойынша таралуын анықтау үшін бір вертикал осьте орналасқан екі Гейгер санауышын телескоп ретінде қолдануға болады.

        Бұл санауыштың әрбірінен шығатын импульстардың бір – бірімен уақыт боынша сәйкес келулерін бақылау арқылы телескоп бағыты бойынша түскен ғарыштық сәуленің интенсивтілігін бақылауға болады.

        Телескопта туындаған импульстарды екі тәсіл арқылы тіркеуне болады:

   а) құлақ телефоны арқылы;

   б) осциллограф көмегімен.

        Эксперимент осы аталған екі тәсілменде орындалды. Алынған нәтижелерде тәсілге байланысты айырмашылық болмады.

        Ғарыштық сәуле интенсивтілігінің бағытқа байланысты аздап айырмашылығы болды: зениттік бұрыш артқанда интенсивтілік аздап төмендейді. Зетиттік бұрыш 0⁰ – тен 45⁰  — қа дейін өзгерткенде  ғарыштық сәуле интенсивтілігі 16 % — ке дейін кміді.

 

 

 

 

 

Пайдаланылған әдебиеттер.

 

1. Корсунский В. Н. «Оптика, атомная и ядерная физика». М. 1970.
2. Абрамов А. И., и др. Осн. «Экспериментальных методов ядерной физики». М. Атомизат. 1980.
3. Зингер С. «Первичные космическое излучение и его временное вариации». М. 1975.
4. В. Л. Гинзбург «Происхождение космических лучей». М. 1969.
5. «Физика экспериментальных частиц и космических лучей». Под. Ред. Дж. Вильсона М. 1969.
6. Дорман В. Ф. «Физика солнечных космических дучей». М. Л. 1985.
7. Сыроватский С. И. «Физика космических лучей». М. Л. 1990.
8. Вернов С. Н. идр. Изв. А Н. СССР., сер. физич. 19, 493 (1985).
9. Логунов А. А., Терлецский Я. П. Изв. А Н. СССР., сер. физич. 17, 19 (1986).
10. Шкловский И. С. ДАН СССР., 91, 475 (1990).
11. Труды международной конференции по космическим лучам. Л. В-1 август 1989г.
12. Пикельнер С. Б., Шкловский И. С. Атомическ. Журнал. СССР., зч, №2 (1989).
13. Демонстрационной эксперимент по физике в средней школе часть 2. под ред. Покровского А. А. М. 1989.
14. Боровой А. А «Как речистригуют частицы». М. 1981.
15. Физика микромира. Маленькая энциклопедия. М. 1980.
16. Гинзбург В. Л., Сыроватский С. И., Происхождение космических лучей, М., 1983.
17. Дорман Л. И., Экспериментальные и теоритеческие основы астофизики космических лучей, М., 1985;
18. Мурзин В. С., Введение в физику космических лучей, М., 1989г.
19. О.С. Нұрсылтанов «Атомдық физика» А. 1986.
20. http://www. gr – obor. narod. ru.
21. http://www. rambler. ru.
22. http://www. rambler. kz.
23. http://www. google. ru.
24. http://www. google. kx.
25. http://www. google. com.
26. http://www. yandex. ru.
27. http://www. yahoo. com.
28. http://www. maile. ru.