Позитроны в пылевой космической плазме

Реклама
УДК 539.1(06) Прикладная ядерная физика
В.И. ГРАФУТИН1, А.Ф. ЗАХАРОВ1, Е.П. ПРОКОПЬЕВ1,2, Т.Л.РАЗИНКОВА1,
С.П.ТИМОШЕНКОВ2 , Ю.В.ФУНТИКОВ1
ФГУП ГНЦ РФ Институт теоретической и экспериментальной физики
им. А.И.Алиханова, Москва
2Московский институт электронной техники (технический университет)
1
ПОЗИТРОНЫ В ПЫЛЕВОЙ КОСМИЧЕСКОЙ ПЛАЗМЕ
Показано, что при взаимодействии позитронов с пылевой космической плазмой возможен 100 % выход позитрония.
В работах [1,2] было показано, что особенно большое значение имеют процессы образования Ps при взаимодействии позитронов со свободными электронами и атомами H в космической плазме, резко укорачивающих время жизни позитронов [1].
Однако интересно рассмотреть и другие механизмы образования позитрония в космической среде за счет
процессов взаимодействия позитронов с частицами пылевой космической плазмы [3]. Известно, что в Галактической Плоскости, в частности, в окрестности Галактического Центра находится в большом количестве межзвездная пыль с характерным размером порядка  1 мкм. Эти частицы пыли состоят обычно из
заряженных частичек углерода, карбидов и силикатов и т.д. В наиболее плотных участках межзвездной
среды концентрация этих частиц пыли может достигать n  10 см-3 [3]. Механизм взаимодействия позитронов с такого рода частицами может быть представлен следующим образом. Позитрон проникает в объем
частицы и термализуется в ее объеме. Такой позитрон в дальнейшем диффундирует к поверхности. Так как
коэффициент диффузии позитрона в кварце и карбиде кремния составляет величины D  1 2 см2/с [2],
6
10
то позитроны за время жизни относительно аннигиляции порядка 10 с перемещаются на расстояния,
большее 100 нм и таким образом достигают поверхности отрицательно заряженной частицы пыли. При взаимодействии термализованного позитрона с одним из электронов поверхности энергетически выгодным
является процесс образования атома позитрония с энергией связи 6,8 эВ. Действительно, если считать сечение взаимодействия (  ) позитронов с этими частицами пропорциональным их геометрическим размерам,
то они будут соответственно равны:
d =
10-8 см2 (для частиц диаметром 1 мкм),
H
= 10-16 см2 ,
 p  r02c / v (  p - дираковское сечение аннигиляции на электронах среды, r0 – классический радиус
электрона, v – скорость позитрона). Скорости аннигиляции позитронов (  ), с учетом приведенных сечений взаимодействия, соответственно будут равны: d   d vNd (Здесь  d - сечение аннигиляции, N d –
концентрация соответствующих частиц). Таким образом для случая позитронов с энергией 1 эВ:
d  0,6 N d , H  0,6 108 N H , e  3 1015 N e . Для случая позитронов с энергией 100 эВ: d  6 N d ,
15
H  6 108 N H , e  3 10 N e . Таким образом при одинаковой скорости аннигиляции позитронов
концентрация пылинок может быть в 108 раз меньше концентрации атомов водорода и в 10 15 раз меньше
концентрации свободных электронов. Аналогичные рассуждения справедливы и для случая образования Ps
в объеме частиц пыли путем рекомбинации термализованного позитрона с одним из электронов позитронного трека и с последующим диффузным выходом Ps на поверхность. Поэтому образование позитрония в
пылевой космической плазме с большой концентрацией заряженных частиц пыли может происходить как
процессами взаимодействия позитронов с атомами H и свободными электронами [1,2], так и процессами
взаимодействия позитрона с отрицательно заряженными частицами пылевой космической плазмы с образованием атома позитрония. В такой плазме при наличии в ней атомов водорода и частиц пыли возможен
практически 100 % выход позитрония, о чем говорят экспериментальные данные космической лаборатории
Интеграл [1].
Список литературы
1. Е. М. Чуразов, Р. А. Сюняев, С. Ю. Сазонов, М. Г .Ревнивцев, Д. А. Варшалович, УФН 2007, Т.176, С.334.
2. А.Л.Суворов, Е.П.Прокопьев, В.И.Графутин, А.Ф.Захаров, Т.Л.Разинкова, С.П. Тимошенков, Ю.В.Фунтиков // Украинский физический журнал. 2007. Т.52. №9. С.843-848.
3. Божокин С.В. СОЖ. 2006. №6. С.72.
ISBN 978-5-7262-0883-1. НАУЧНАЯ СЕССИЯ МИФИ-2008. Том 4
1
УДК 539.1(06) Прикладная ядерная физика
Ю.Н. ДЕВЯТКО, О.В. ХОМЯКОВ
Московский инженерно-физический институт (государственный университет)
МЕХАНИЗМ ФОРМИРОВАНИЯ
НЕСФЕРИЧЕСКИХ ЗАРОДЫШЕЙ НОВОЙ ФАЗЫ
Показано, что учет упругих полей, связанных с возникновением точечных дефектов, автоматически приводит к
формированию несферических выделений новых фаз.
Образование новой фазы в облучаемом металле (на примере вакансионных пор) рассмотрено в рамках
флуктуационной теории фазовых переходов [1]. В качестве поля параметра порядка   r , t  выступает концентрация вакансий с небольшой долей примеси замещения, в условиях облучения вблизи точки фазового
перехода существенно превышающая термодинамическое равновесное значение. Поле параметра порядка
подчиняется уравнению релаксации типа Гинзбурга-Ландау [1] (  -кинетический коэффициент):
    F [ ] .
(1.1)



B
 
2
Здесь F [ ]         2   3   4 dr - функционал поля параметра порядка типа Ландау.
2
2
3
4 

Наличие упругих полей, связанных с точечными дефектами, приводит к появлению дополнительного слагаемого в разложении свободной энергии по параметру порядка:
*
1  

1

Feff ( , T ,V )  F0  F [ ] 
dr  2    dr  2  
2   2  
V

* 2
2
(1.2)
где  и  - коэффициенты Ламэ, F0 (T ,V ) - температурная часть свободной энергии необлучаемого металла,
V - объём среды.
Решение уравнения релаксации (1.1) вблизи точки фазового перехода в упругих полях
 * c*   *  0, c*  2B2 9  имеет вид:
 r ,t  
0 
l
h
1

th


R
(

,

,

)

,
R
(

,

,

)

Rlm ( )Ylm ( ,  ) (1.3)




2 
4 
l  0 m  l
 1
 1
dR0
1  dRlm
1  Rlm ( )
(1.4)
 2    ,
 l (l  1)  2  c


d
 R0 Rc  d
 Rlm ( ) R0 ( )  R0 ( )
Здесь R( ,  , ) - зависящий от углов безразмерный радиус зародыша новой фазы, Ylm ( ,  ) - сферические
функции, 0  2B 3 , t0  12  B0 , l0  t0 - величины размерности поля параметра порядка, времени и
длины, соответственно. Степень метастабильности системы определяется параметром h  4 1   c*  . В
выражении (1.4) Rc  4 3h и Rlmc ( ) 

3 c 1  1
l (l  1)  2
3
*
2
 d  1  th    R0 ( )  

- первый (средний размер) и второй
критический радиус зародыша;   t t0 ,  c  c*02 (  2 )   r l0 , *  V l03 .
Зависимость от времени среднего радиуса и второй гармоники для случая затухающего и растущего зародышей представлены на рисунках.
Видно, что для растущего зародыша скорость роста
второй гармоники больше,
нежели нулевой. Таким образом, возникновение несферических
зародышей
новой фазы – следствие влияния собственных упругих
полей точечных дефектов.
Список литературы
1. Паташинский А.3., Шумило
Б.И. Теория релаксации метастабильных состояний. ЖЭТФ. 1979. Т.77, вып 4(10), с 1416-1431.
ISBN 978-5-7262-0883-1. НАУЧНАЯ СЕССИЯ МИФИ-2008. Том 4
2
Скачать