Párok születése

A párok születése az elemi részecskefizika megsemmisülésének fordított folyamata , amelyben részecske- antirészecske párok (valós vagy virtuális ) keletkeznek. Valós részecskepár megjelenéséhez az energiamegmaradási törvény megköveteli, hogy a folyamat során felhasznált energia meghaladja a részecske tömegének kétszeresét: Az ilyen típusú pár létrehozásához szükséges minimális energiát pártermelési küszöbnek nevezzük . Ezen túlmenően egy igazi pár születéséhez más, erre a folyamatra vonatkozó természetvédelmi törvények betartása szükséges. Így az impulzusmegmaradás törvénye megtiltja, hogy egy foton vákuumban valódi elektron - pozitron pár (vagy bármely más nagy tömegű részecskepár) szülessen , mivel bármely referenciakeret egyetlen fotonja véges impulzusokat hordoz, és egy elektron A tömegközéppont-rendszerében lévő -pozitronpár impulzusa nulla. A párképzéshez szükséges, hogy a foton egy mag vagy egy masszív töltésű részecske mezőjében legyen. Ez a folyamat egy olyan tartományban játszódik le, ahol az elektron Compton-hullámhossza λ = 2,4⋅10 −10 cm [1] (vagy nehezebb részecskepárok előállítása esetén például μ + μ − müonok , akkora a Compton-hullámhosszuk). $E_{p}=2 mc^{2}.$ $E_{p},$

A gamma-sugárzásnak az atommag elektromágneses terével (lényegében egy virtuális fotonnal) való kölcsönhatás során elektron-pozitron párok keletkezése a gamma-kvantumok energiavesztésének domináns folyamata az anyagban 3 MeV (alacsonyabb ) energiánál. energiák, főleg a Compton-szórás és a fotoelektromos hatás hat, E p = 2 me c 2 = 1,022 MeV alatti energiáknál egyáltalán nincs párképzés). A párképzés valószínűsége egy ilyen folyamatban arányos a magtöltés négyzetével.

Az elektron-pozitron párok gamma-kvantumok általi létrehozását ( az elektron és a pozitron nyomvonalának elválasztására mágneses térben elhelyezett felhőkamrában) először Irene és Frederic Joliot-Curie figyelte meg 1933 -ban , valamint Patrick Blackett , aki 1948 - ban Nobel - díjat kapott ezért és más felfedezésekért .

Elektron-pozitron párok létrehozása elektromos térben

Az erős elektromos tér képes elektron-pozitron párok létrehozására. Az elektron-pozitron párok keletkezésének intenzitása a térerőtől függ , nem pedig a frekvenciától. A statikus elektromos tér hatására a Dirac-tenger pozitronjait az elektronoktól elválasztó potenciálgát háromszög alakot kap. Schwinger egy képletet talált az egységnyi térfogatra és időegységre eső elektron-pozitron párok kialakulásának valószínűségére, vagyis a párképzés intenzitására: , ahol a térerősség kritikus értéke. A párképzés hatékonysága az intenzitás csökkenésével exponenciálisan csökken. Ahhoz, hogy a hatás érezhető legyen, nagyon nagy V/cm térerősség szükséges. Térerősség egy hidrogénatom Bohr-pályáján V/cm. $w={\frac {ce^{{2}}E^{{2}}}{4\pi ^{{3}}\hbar ^{{2}}}}\exp \left(-{\frac {E_{{kp}}}{E}}\jobbra)$ $E_{{kp))={\frac {\pi m^{{2}}c^{{3}}}{\hbar e}}$ $E_{{kp}}\sim 10^{{16}}$ $E_{{at}}\sim 10^{{9}}$

Lézerimpulzusok

Erőteljes lézerimpulzusokban relativisztikus erősségű elektromágneses mezőket lehet elérni. Jelenleg akár 10 22 W/cm² teljesítményáram is elérhető több femtoszekundum nagyságrendű impulzusidővel ( 1 fs = 10-15 s ). Az ilyen mezőkben lencsék segítségével közeli elektromos térerősségeket lehet létrehozni, így az elektron-pozitron párok vákuumtermelésének hatásának közvetlen kísérleti igazolása lehetséges. $E_{{kp}}.$

Relativisztikus nehézionok ütközései

A Z > 1/α ≈ 140 töltésű szupernehéz atommagok felülete közelében elegendő elektromos térerő érhető el , ahol α a finomszerkezeti állandó . Az alsó, úgynevezett K-héjban lévő elektron kötési energiája egy Z ≈ 150 magtöltésű atomban egyenlő az elektron tömegével, Z ≈ 172 -nél pedig kétszerese az elektron tömegének, az elektron-pozitron párok létrejöttének küszöbe E p = 2 m e c 2 = 1,022 MeV . [2] A természetben nincsenek ilyen töltésű atommagok, de rövid időre létrejönnek nehézionok ütközései során a szupernehéz elemek felkutatására irányuló kísérletekben . Ha az ütköző ionok össztöltése meghaladja a kritikus értéket, akkor az összetett atommag bomlása előtt rövid ideig olyan elektromos tér keletkezik, amely elegendő egy valódi elektron-pozitron pár spontán létrejöttéhez. Egy virtuális elektron-pozitron pár elektronja valójában egy E p mélységű potenciállyukban van . Amikor egy másik, azonos vagy nagyobb mélységű potenciálkút jelenik meg a közelében (egy K-héj egy szupernehéz összetett mag közelében), lehetségessé válik egy virtuális pár valós átalakítása. Az elektron, miután áthaladt a potenciálgáton, üres helyet foglal el a K-héjban, és a pozitron a végtelenbe megy.

Elektron-pozitron párok létrehozása gravitációs térben

Az elektron-pozitron párok elméletileg képesek változó és állandó gravitációs mező létrehozására. Ilyen folyamatokat kísérletileg még nem figyeltek meg.

Párok létrehozása gravitációs hullám által

Változó gravitációs tér ( gravitációs hullám ) esetén a párképzési küszöb: ahol a gravitációs hullám frekvenciája, az elektron és a pozitron tömege, a fénysebesség. Az elemi részecskepárok változó gravitációs tér általi születése nagy szerepet játszhat a kozmológiában [3] [4] . ${\displaystyle \hbar \omega =mc^{2))$ $\omega$ $m$ $c$

Párgyártás statikus gravitációs mezőben

Az állandó gravitációs mezőnek a párok létrehozásához nem egyenletesnek kell lennie. Párok csak a dagályhatás miatt születhetnek. Az elektronra és a pozitronra ható erők különbsége egy virtuális párban (dagályhatás) ott van, ahol a gravitációs tér gyorsulása, a Compton-hullámhossz és a gravitációs tér inhomogenitásának jellemző skálája. Párképzési küszöb: Egy tőle kellően nagy r távolságra lévő gömb alakú nem forgó tömegnél a gyorsulási és párképzési feltétel a következőt ölti : felírható, hogy hol van a gravitációs sugár. Az az energia, amely ahhoz szükséges, hogy egy részecske a kapott párból kikerüljön, egy másik részecske fekete lyuk általi elnyelésének köszönhető. Egy gyorsulással járó gravitációs térben egy elektron-pozitron pár karakterisztikus távolságban energiát nyer, ez az energia a hőmérsékletnek felel meg. Elektron-pozitron párok születnek, ha, azaz If -nél akkor a pár keletkezésének valószínűsége egy tényezővel csökken [5] [6] ${\frac {mgL_{C}}{L)),$ $g$ $L_{C}={\frac {\hbar }{mc))$ $L$ $({\frac {mgL_{C}}{L)))L_{C}\sim mc^{2}.$ $M$ $g={\frac {GM}{r^{2}}},$ $L\sim r$ $GML_{C}^{2}r^{-3}\sim c^{2}.$ $r\sim \left({\frac {L_{C}^{2}GM}{c^{2}}}\right)^{\frac {1}{3}}\sim \left( L_{C}^{2}R_{G}\right)^{\frac {1}{3)),$ ${\displaystyle R_{G}={\frac {2GM}{c^{2))))$ ${\displaystyle g\sim {\frac {GM}{R_{G}^{2))))$ $L_{C}={\frac {\hbar }{mc))$ $E\sim {\frac {GMmL_{C}}{R_{G}^{2}}}\sim {\frac {\hbar GM}{R_{G}^{2}c}}={ \frac {\hbar c^{3}}{4GM}}.$ $T\sim {\frac {\hbar c^{3}}{4k_{B}GM}}.$ $k_{B}T\sim mc^{2},$ $R_{G}\sim {\frac {\hbar }{mc)).$ $R_{G}\gg {\frac {\hbar }{mc)),$ ${\displaystyle e^{-{\frac {E}{k_{B}T))))$

Irodalom

Gershtein S. S. A relativitáselmélet és a kvantummechanika megnyitja az antirészecskék világát // Soros Educational Journal , 1998, 9. szám, 79-85.
Smolyansky SA Részecskék vákuumgyártása erős elektromágneses mezőben. // Soros Nevelési Lap , 2001, 2. sz., p. 69-75;
Zel'dovich Ya. B. , Khlopov M. Yu. Az eszmék drámája a természet megismerésében. M.: Nauka, 1988. ( B-ka "Quantum" ; 67. szám).
Kirzhnits D. A. , Linde A. D. Fázisátalakítások a mikrokozmoszban és az univerzumban // Priroda . 1979. No. 11. S. 20-30.
Popov VS Szupererős mezők kvantumelektrodinamikája // Priroda . 1981. No. 10. S. 14.
Smolyansky SA, Ropke G., Schmidt S. et al. Kvantumkinetikai egyenlet dinamikus levezetése részecskék előállításához a Schwinger-mechanizmusban // GSI jelentés 97-72; Int. J. Mod. Phys. 1998. évf. E7. 709. o.
Schmidt S., Blashke D., Ropke G. et al. Nem markovi hatások az erős mezőpárok létrehozásában // Phys. Fordulat. D. 1999. évf. 59. P. 094005.
Bloch JCR, Mizerny VA, Prozorkevich AV et al. Pár létrehozása: vissza-reakció és csillapítás // Phys. Fordulat. D. 1999. évf. 60. P. 1160011.
Narozhny N. B., Fedotov A. M. Kvantum-elektrodinamikai kaszkádok intenzív lézermezőben // Phys . - 2015. - T. 185 . - S. 103 . - doi : 10.3367/UFNr.0185.201501i.0103 . (Orosz)

Jegyzetek

↑ Murzina E. A. A nagyenergiájú sugárzás kölcsönhatása anyaggal. 3. fejezet Fotonok kölcsönhatása anyaggal. 3.4. Elektron-pozitron párok születése . Letöltve: 2017. március 14. Az eredetiből archiválva : 2017. március 15. (határozatlan)
↑ J. Reinhardt, U. Müller, B. Müller, W. Greiner. A vákuum bomlása a szupernehéz nukleáris rendszerek területén // Zeitschrift für Physik A: Atoms and Nuclei. - 1981. - 1. évf. 303 – Iss. 3 . - P. 173-188.
↑ Zeldovich Ya. B. , Novikov I. D. Az Univerzum szerkezete és fejlődése. - M., Nauka, 1975.
↑ Grib A. A. , Mamaev S. G., Mostepanenko V. M. Quantum Effects in intense external fields. - M., Atomizdat, 1980.
↑ Ginzburg V. L. , Frolov V. P. Vákuum egyenletes gravitációs mezőben és egyenletesen gyorsított detektor gerjesztése // Einstein-gyűjtemény 1986-1990. - M., Nauka, 1990. - Példányszám 2600 példány. - S. 190-278
↑ Ginzburg V. L. , Frolov V. P. Vákuum egyenletes gravitációs mezőben és egyenletesen gyorsított detektor gerjesztése Archív másolat 2018. május 9-én a Wayback Machine -nél // UFN , 1987, v. 153, p. 633-674