Wstęp do fizyki jądra atomowego/Oddziaływanie promieniowania z materią: Różnice pomiędzy wersjami

{{IndexWzór|<MATH>\sigma=\sigma_1+\sigma_2+\sigma_3+\cdots\;</MATH>|6.11}}

Różniczkowy przekrój czynny określa prawdopodobieństwo, że w danym koncie bryłowym d&Omega; lub gdy cząstka będzie miała energię (E,E+dE), to wtedy zachodzi:

Przekroje czynne spotykane w fizyce mają bardzo małe wartości i dlatego wprowadzono jednostkę 1 barn, którego definicja 1b(barn)=10^-24cm².

====Przekroje czynne przy przejściu promieniowania jonizującego ośrodek====

To zjawisko następuje, gdy energia fotonu jest większa niż energia wiązania elektronu na danej powłoce elektronowej, czyli zachodzi {{Formuła|<MATH>h\nu\geq B_e(n)\;</MATH>}}. Energia wybitego elektronu jest równa: {{Formuła|<MATH>E_{fe}=h\nu-B_e(n)\;</MATH>}}. Jeśli energia fotonu spełnia warunek h&nu;<big>&#187;</big>B<sub>e</SUB>(k), wtedy atom może być obdarty z elektronu, który znajduje się na n-tej powłoce elektronowej, który zostaje wydarty, jeśli energia fotonu jest odpowiednia.

Przekrój czynny na zajście tego zdarzenia dla małych energii fotonu dla obu tych przypadków piszemy:

Zjawisko '''zderzenia koherentnego''' w rozpraszanie Rayleigh'a, zachodzi gdy kąt między rozproszeniem kwantu &gamma; przed i po zderzeniu jest mniejsze niż 20^o dla glinu (Al) i 4^o dla ołowiu (Pb). Przekrój czynny na to rozpraszanie rośnie wraz z liczbą atomową jądra Z i maleje wraz z energią kwantu &gamma; h&nu;. Jego przekrój jest bardzo mały, obserwuje się to dla przypadku energii kwantu h&nu;&le;1MeV.

 

{{indexWzór|<MATH>\Delta n_{jon}={{\Delta E}\over{E_0}}\;</MATH>|8.56}}

Całkowita zmiana natężenia sygnału wyrażamy poprzez pierwszy z lewej wzór poniżej, a także napiszemy w tej samej linijce zmiany szerokości połówkowej napięcia anodowego, którą liczymy z {{linkWzór|8.56}} podzielonej przez pojemność kondensatora "C" pod wpływem zewnętrznego sygnału, co w rezultacie:

W powyższych rozważaniach należy rozważyć czasy relaksacji układu {{linkGrafika|8.7}} dla którego zachodzi RC>&tau;.

 

{{IndexWzór|<MATH>{{1}\over{2}}(E=\langle E\rangle)={{1}\over{2}}{{1}\over{\sigma_E\sqrt{2\pi}}}={{1}\over{2}}{{1}\over{\sigma_E\sqrt{2\pi}}}e^{-{{\left({{1}\over{2}}FWHM\right)^2\over{2\sigma^2_E}}}}\Rightarrow FWHM_D=2\sqrt{2\ln 2}\sigma_E=2\sqrt{2\ln 2}\sqrt{\overline{\mathbf{E}}\langle E\rangle}=2,35\sqrt{\overline{\mathbf{E}}\langle E\rangle}\Rightarrow FWHM_D=2,35\sqrt{\overline{\mathbf{E}}\langle E\rangle}\;</MATH>|8.77}}

Wyliczone wartości stałych FWHM_D, które są wyznaczone dla detektorów gazowych i półprzewodnikowych dla różnych energii E_o okazały się dużo mniejszy od wartości wyznaczonej statystycznie, co okazuje się, że fluktuacje pierwotnych nośników prądu nie podlegają statystyce Gaussa, wtedy można wprowadzić czynnik poprawkowy F<1, który jest nazywamy czynnikiem FANO i przyjmuje wartości:

wtedy wyrażenie FWHM_D przy uwzględnieniu współczynnika Fano (współczynnika korekcji) jest napisane jako:

{{IndexWzór|<MATH>FWHM_D=2,35\sqrt{F\overline{\mathbf{E}}\langle E\rangle}=2,35\sqrt{F\overline{\mathbf{E}}E_0}\;</MATH>|8.80}}