Un număr mare de fenomene diferite apar din cauza modificării energiei atomilor și moleculelor. În unele cazuri, pentru practică, nu este nevoie de o abordare atomo-moleculară a analizei fenomenelor. În altele, utilizarea eficientă a fenomenului este posibilă numai cu luarea în considerare indispensabilă a naturii sale moleculare (atomice).

Acest capitol evidențiază caracteristicile radiației și absorbției energiei de către atomi și molecule, precum și câteva fenomene practic importante, a căror cunoaștere a naturii atomice este esențială pentru utilizarea lor. O parte din acest subiect larg este discutat în capitolul următor.

29.1. CARACTERISTICI DE RADIAȚIE ȘI ABSORȚIE DE ENERGIE

ATOMI ȘI MOLECULE

Un atom și o moleculă pot fi în stări de energie staționară. În aceste stări, ele nu emit sau absorb energie. Stările de energie sunt descrise schematic ca niveluri (vezi, de exemplu, Fig. 28.13). Cel mai scăzut nivel de energie - nivelul solului - corespunde stării fundamentale.

În tranzițiile cuantice, atomii și moleculele sar de la o stare staționară la alta, de la un nivel de energie la altul.

O schimbare în starea atomilor este asociată cu tranziții energetice electronii. În molecule, energia se poate modifica nu numai ca urmare a tranzițiilor electronice, ci și datorită modificărilor vibrației atomilor și tranzițiilor între nivelurile de rotație.

La mutarea de la sus niveluri de energie eliberează energie atomului sau moleculei inferioare și o absoarbe în timpul tranzițiilor inverse. Un atom în starea sa fundamentală poate absorbi doar energie.

Există două tipuri de tranziții cuantice:

1) fără radiație sau absorbție de energie electromagnetică de către un atom sau moleculă. O astfel de tranziție neradiativă are loc atunci când un atom sau o moleculă interacționează cu alte particule.

mi, de exemplu, în procesul de coliziune. Se face distincția între ciocnirea inelastică, în care starea internă a atomului se modifică și are loc o tranziție neradiativă, și elastică - cu o modificare a energiei cinetice a atomului sau a moleculei, dar cu păstrarea stării interne; 2) cu emisie sau absorbție a unui foton.

Energia unui foton este egală cu diferența dintre energiile stărilor staționare inițiale și finale ale unui atom sau moleculă:

Formula (29.1) exprimă legea conservării energiei.

În funcție de cauza care provoacă o tranziție cuantică cu emisia unui foton, se disting două tipuri de radiații. Dacă această cauză este o particulă internă și excitată trece spontan la un nivel de energie mai scăzut, se numește astfel de radiație spontan(Fig. 29.1, a). Este aleatoriu și haotic în timp, frecvență (pot exista tranziții între diferite subniveluri), în direcția de propagare și polarizare. Sursele de lumină convenționale emit în mare parte radiații spontane. Alte radiații forţat, sau induse(Fig. 29.1, b). Apare în timpul interacțiunii unui foton cu o particulă excitată, dacă energia fotonului este egală cu diferența dintre nivelurile de energie. Ca rezultat al unei tranziții cuantice forțate, doi fotoni identici se vor propaga din particulă în aceeași direcție: unul este primar, forțator, iar celălalt este secundar, emis.

Energia emisă de atomi sau molecule formează spectrul de emisie, iar energia absorbită formează spectrul de absorbție.

Intensitate linii spectrale este determinată de numărul de tranziții identice care au loc pe secundă și, prin urmare, depinde de numărul de atomi emitenți (absorbitori) și de probabilitatea tranziției corespunzătoare.

Tranzițiile cuantice nu sunt efectuate între niciun nivel de energie. Reguli stabilite de selecție, sau de interdicție, care formulează condițiile în care tranzițiile sunt posibile și imposibile sau improbabile.

Nivelurile de energie ale majorității atomilor și moleculelor sunt destul de complexe. Structura nivelurilor și, în consecință, spectrele nu depind de

numai din clădire un singur atom sau molecule, dar și din cauze externe.

Interacțiunea electromagnetică a electronilor duce la o divizare fină a 1 niveluri de energie (structură fină). Influența momentelor magnetice ale nucleelor ​​determină scindarea hiperfină (structură hiperfină). Extern unui atom sau moleculă, electric și campuri magnetice provoacă, de asemenea, divizarea nivelurilor de energie (fenomenele Stark și Zeeman; vezi 30.2).

Spectrele sunt o sursă de informații diverse.

În primul rând, atomii și moleculele pot fi identificați după forma spectrului, care face parte din sarcinile analizei spectrale calitative. Numărul de atomi emitenți (absorbanți) este determinat din intensitatea liniilor spectrale - analiză spectrală cantitativă. În același timp, impuritățile în concentrații de 10 -5 - 10 -6% sunt relativ ușor de găsit și se stabilește compoziția probelor de masă foarte mică - până la câteva zeci de micrograme.

Din spectre, se poate judeca structura unui atom sau a unei molecule, structura nivelurilor lor de energie, mobilitatea părților individuale ale moleculelor mari etc. Cunoscând dependența spectrelor de câmpurile care acționează asupra unui atom sau moleculă, se obține informații despre poziție relativă particule, deoarece influența atomilor (moleculelor) vecini se realizează prin intermediul unui câmp electromagnetic.

Studiul spectrelor corpurilor în mișcare face posibilă, pe baza efectului optic Doppler, determinarea vitezelor relative ale emițătorului și receptorului de radiație.

Dacă luăm în considerare faptul că din spectrul unei substanțe se pot trage concluzii despre starea, temperatura, presiunea, etc., atunci putem aprecia foarte mult utilizarea radiației și absorbția energiei de către atomi și molecule ca metodă de cercetare. .

În funcție de energia (frecvența) unui foton emis sau absorbit de un atom (sau moleculă), se clasifică următoarele tipuri de spectroscopie: radio, infraroșu, radiații vizibile, ultraviolete și raze X 2 .

În funcție de tipul de substanță (sursa spectrului), spectre atomice, moleculareși spectrecristale.

1 Termenul „divizare” aici nu înseamnă un proces, ci o stare deja formată.

2 Spectroscopia gamma datorată tranzițiilor cuantice nucleare nu este indicată aici.

29.2. ABSORȚIA LUMINII

Intensitatea luminii care se propagă într-un mediu poate scădea datorită absorbției și împrăștierii acesteia de către moleculele (atomii) substanței.

Prin absorbția luminiinumită slăbirea intensității luminii la trecerea prin orice substanță datorită conversiei energiei luminoase în alte forme de energie.

Să stabilim legea absorbției luminii de către materie. Dacă alegem un strat mic de substanță cu o grosime dX(Fig. 29.2), atunci atenuarea intensității dI a luminii de către acest strat în timpul absorbției va fi cu atât mai mare, cu atât grosimea stratului și intensitatea luminii incidente pe acest strat este mai mare:

Unde k- indicele natural de absorbtie (factor de proportionalitate care depinde de mediul absorbant si nu depinde in anumite limite de intensitatea luminii); semnul „-” înseamnă că intensitatea luminii scade la trecerea prin substanță, adică. dI<0. Интегрируя (29.2) и подставляя соответствующие пределы (рис. 29.2), получаем:

Această formulă exprimă Legea lui Bouguer a absorbției luminii. După cum puteți vedea, rata de absorbție naturală k este inversul distanței la care intensitatea luminii este atenuată ca urmare a absorbției în mediu în e o singura data.

Indicele de absorbție naturală depinde de lungimea de undă a luminii, de aceea este recomandabil să scrieți legea (29.3) pentru lumina monocromatică:

Unde kx- indicator natural monocromatic de absorbție.

Deoarece absorbția luminii se datorează interacțiunii cu moleculele, legea absorbției poate fi legată de anumite caracteristici ale moleculelor.

Lăsa P este concentrația de molecule care absorb cuante de lumină. Să notăm secțiunea transversală de absorbție efectivă a unei molecule ca σ (o zonă, când intră un foton în care este captat de moleculă).

Aria totală a secțiunii transversale efective a moleculelor acestui strat este egală cu σnSdx. Un flux de fotoni cade pe acest strat Ф = ESTE. Fracțiunea suprafeței efective a secțiunii transversale a moleculelor din suprafața totală a secțiunii transversale:

Fracția de fotoni absorbită de strat poate fi exprimată în termeni de flux (F/F) sau intensitate (dI/I) luminii. Pe baza celor de mai sus, putem scrie:

29.3. DIFUZIA LUMINII

Difuzia luminiinumit fenomen în care un fascicul de lumină care se propagă într-un mediu este deviat în toate direcțiile posibile.

O condiție necesară pentru apariția împrăștierii luminii este prezența neomogenităților optice, adică. regiuni cu un indice de refracție altul decât mediul principal.

Răspândirea și difracția luminii au unele caracteristici comune, ambele fenomene depind de raportul dintre bariera sau neomogenitatea și lungimea de undă. Diferența dintre aceste fenomene constă în faptul că difracția se datorează interferenței undelor secundare, iar împrăștierea se datorează adăugării (și nu interferenței!) de radiații rezultate din oscilațiile forțate ale electronilor în neomogenități sub influența luminii.

Există două tipuri principale de astfel de neomogenități:

1) particule străine mici într-o substanță transparentă omogenă. Astfel de medii sunt tulburi: fum (particule solide în gaz), ceață (picături de lichid în gaz), suspensii, emulsii etc. Imprăștirea în medii tulburi se numește fenomen Tyndall;

2) neomogenități optice care apar într-o substanță pură din cauza abaterii statistice a moleculelor de la o distribuție uniformă (fluctuații de densitate). Imprăștirea luminii prin neomogenități de acest tip se numește moleculară; de exemplu, împrăștierea luminii în atmosferă.

Scăderea intensității luminii din cauza împrăștierii, ca și în cazul absorbției, este descrisă folosind o funcție exponențială:

Unde m- indicele de dispersie (natural).

Sub acțiunea combinată de absorbție și împrăștiere a luminii, atenuarea intensității este, de asemenea, o funcție exponențială:

unde μ este indicele de atenuare (natural). Este ușor de observat că μ = m+k.

Rayleigh a descoperit că în timpul împrăștierii într-un mediu tulbure prin neomogenități aproximativ mai mici de 0,2λ, precum și în timpul împrăștierii moleculare, intensitatea luminii împrăștiate este invers proporțională cu puterea a patra a lungimii de undă. (Legea lui Rayleigh):

Aceasta înseamnă că din lumina albă o substanță, de exemplu, într-un punct d(Fig. 29.3), razele albastre și violete se vor împrăștia predominant (direcția A), iar razele roșii vor trece în direcția b lumină căzând. Un fenomen similar se observă în natură: culoarea albastră a cerului este lumină împrăștiată, culoarea roșie a Soarelui apus este o schimbare a spectrului luminii albe din cauza împrăștierii semnificative.

razele albastre și violete din atmosferă cu incidență oblică (vezi explicația pentru Fig. 27.3).

În semnalizare se utilizează mai puțină împrăștiere a razelor roșii: lumini de identificare la aerodromuri, cel mai important semafor este roșu etc. Razele infraroșii se împrăștie și mai puțin. Pe fig. 29.4 prezintă două fotografii ale peisajului: în stânga, realizată prin metoda obișnuită, ceața vizibilitate limitată sever: în dreapta, luată în radiații infraroșii pe o placă specială, ceața nu interferează, s-a dovedit a fi transparentă pentru valuri mai lungi.

Dacă particulele în suspensie sunt mari în comparație cu lungimea de undă, atunci împrăștierea nu corespunde legii Rayleigh (29.14) - numitorul fracției va fi λ 2 . Lumina difuză își pierde albastrul și devine mai albă. Astfel, cerul prăfuit al orașelor ni se pare albicios, în contrast cu cerul albastru închis al spațiilor maritime clare.

Direcția luminii împrăștiate, gradul de polarizare a acesteia, compoziția spectrală etc. aduce informații despre parametrii care caracterizează interacțiunea intermoleculară, dimensiunile macromoleculelor din soluții, particulelor din soluții coloidale, emulsii, aerosoli etc.

Se numesc metode de măsurare a luminii împrăștiate pentru a obține acest tip de informații nefelometrie, și dispozitivele corespunzătoare nefelometre.

29.4. SPECTRE ATOMICE OPTICE

Spectrele atomice sunt atât spectre de emisie, cât și spectre de absorbție care apar în timpul tranzițiilor cuantice între nivelurile atomilor liberi sau care interacționează slab.

Prin spectre atomice optice înțelegem cele care se datorează tranzițiilor între nivelurile electronilor externi cu energii fotonice de ordinul mai multor electronvolți. Aceasta include regiunile spectrale ultraviolete, vizibile și infraroșu apropiat (până la micrometri).

De cel mai mare interes sunt spectrele optice de emisie atomică, care sunt obținute din atomi excitați. Excitația lor se realizează de obicei ca urmare a tranzițiilor cuantice neradiative în timpul unei descărcări electrice într-un gaz sau încălzirea unei substanțe cu o flacără a unui arzător cu gaz, un arc electric sau o scânteie.

În 29.1, au fost date considerații generale despre spectrele atomilor. Informații detaliate despre spectrele unor atomi specifici pot fi găsite în cărțile speciale de referință despre spectroscopie. Ca exemplu simplu, luați în considerare spectrul unui atom de hidrogen și al ionilor asemănători hidrogenului.

Din formulele (28.24) și (29.1) se poate obține o formulă pentru frecvența luminii emise (absorbite) de un atom de hidrogen (Z = 1):

Această formulă a fost găsită experimental de I.Ya. Balmer cu mult înainte de crearea mecanicii cuantice și obținut teoretic de Bohr (vezi 28.7); iși k sunt numerele ordinale ale nivelurilor între care are loc tranziția cuantică.

Spectrul poate fi împărțit în grupuri de linii numite serie spectrală.

Fiecare serie, așa cum este aplicată spectrelor de emisie, corespunde tranzițiilor de la diferite niveluri la același nivel final (Fig. 29.5).

Situat în regiunea ultravioletă seria lyman, care se formează în timpul trecerii de la cele mai înalte niveluri de energie la cele mai

inferior, principal (k = 1). Din formula (29.15) pentru seria Lyman obținem:

acestea. găsiți frecvențele tuturor liniilor acestei serii. Linia cu cea mai lungă lungime de undă are cea mai mare intensitate. Intensitățile liniilor spectrale din Fig. 29.5 sunt arătate condiționat de grosimea tranzițiilor directe corespunzătoare.

În regiunile vizibile și aproape ultraviolete ale spectrului se află seria Balmer, care apare ca urmare a tranzițiilor de la nivelurile superioare de energie la a doua (k = 2). Din formula (29.15) pentru Seria Balmer primim:

29.5. SPECTRE MOLECULARE

Spectrele moleculare (emisii și absorbții) apar în timpul tranzițiilor cuantice ale moleculelor de la un nivel de energie la altul (vezi 28.9) și constau dintr-un set de benzi mai mult sau mai puțin largi, care sunt linii strâns distanțate. Complexitatea spectrelor moleculare în comparație cu cele atomice se datorează

o mare varietate de mișcări și, în consecință, tranziții energetice în moleculă.

Ținând cont de (29.1) și (28.37), găsim frecvența emisă sau absorbită de moleculă:

Spectrele moleculare fac posibilă studierea nu numai a structurii moleculelor, ci și a naturii interacțiunilor intermoleculare.

Spectrele de absorbție (absorbție) moleculară sunt o sursă importantă de informații despre moleculele funcționale biologic, ele fiind utilizate pe scară largă în lucrările biochimice și biofizice moderne.

În multe cazuri, aceste spectre sunt înregistrate ca continue, nerezolvând detaliile care au fost descrise mai sus.

Deci, de exemplu, în fig. 29.8 prezintă spectrul de absorbție al unei suspensii de eritrocite. Spectrul de absorbție al pielii umane este prezentat în Fig. 29.9, în partea ultravioletă, rata de absorbție este mare, iar pielea absoarbe radiațiile în straturile superioare. În regiunea vizibilă, absorbanța scade și rămâne aproape constantă până în regiunea roșie.

29.6. DIVERSE TIPURI DE LUMINESCENCE

Luminescența se numește exces asupra radiației termice a unui corp la o anumită temperatură, care are o durată care depășește semnificativ perioada(10 -15 s) unde luminoase emise.

Semnul duratei în această definiție a fost propus de S.I. Vavilov pentru a distinge luminescența de alte fenomene de luminiscență secundară, cum ar fi reflectarea și împrăștierea luminii.

În funcție de tipul de excitație, se disting mai multe tipuri de luminiscență.

Luminescența cauzată de particulele încărcate: ioni - io-noluminiscență, electroni - catodoluminiscență, radiatie nucleara - radioluminescență. Luminescența sub influența razelor X și a radiațiilor γ se numește luminescență cu raze X, fotonii - fotoluminiscență (vezi 29.7). Când frecați, zdrobiți sau despicați unele cristale, triboluminiscenţă. Emotionat de un câmp electric electroluminiscență, un caz special al căruia este strălucirea unei descărcări de gaz. Luminiscența care însoțește o reacție chimică exotermă se numește chemiluminiscenţă (vezi 29.8).

Fotoluminescența, denumită uneori pur și simplu luminiscență, este subdivizată în fluorescență (scurtă strălucire) și fosforescență (relativ lungă durată).

Actul inițial al oricărei fotoluminiscențe este excitarea unui foton cu energie hv atom sau moleculă. În cel mai simplu caz, care se realizează de obicei în vapori și gaze monoatomici, atomul revine la starea fundamentală prin emiterea unui foton de lumină de aceeași frecvență ν (Fig. 29.10). Acest fenomen se numește fluorescență rezonantă (împrăștiere rezonantă). Experimente speciale au arătat ce este lumina

29.7. FOTOLUMINESCENZA

Emisia are loc la aproximativ 10 -8 s după iluminarea substanței și, prin urmare, nu se împrăștie în sensul obișnuit al cuvântului.

Când la vaporii luminescenți se adaugă gaze străine (hidrogen, oxigen etc.), fluorescența rezonantă scade. Acest lucru se datorează faptului că în timpul în care atomul este

într-o stare excitată, poate întâlni un alt tip de moleculă și îi poate da energie. În acest caz, energia cinetică a moleculei crește, iar atomul trece neradiativ în starea fundamentală.

Este mai probabil ca din starea de excitat 3 (Fig. 29.11) molecula va trece neradiativ la nivel 2, iar apoi spontan cu emisia unui cuantic cu energie hv" la nivel 1.

În moleculele organice complexe, are loc o tranziție de la o stare excitată 3 în unele intermediare, metastabile 4, tranziția de la care la starea fundamentală este puțin probabilă (Fig. 29.12). Datorită energiei molecular-cinetice a particulelor din jur sau datorită unui nou cuantum de lumină, este posibilă tranziția moleculei la un nivel excitat. 2, iar de la ea la starea fundamentală 1. Acesta este unul dintre mecanismele fosforescenței. Încălzirea crește probabilitatea de a părăsi nivelul metastabil și îmbunătățește fosforescența.

Pentru fotoluminiscență, este practic adevărat Legea lui Stokes: spectrul de luminescență este deplasat către lungimi de undă mari în raport cu spectrul care a cauzat această fotoluminiscență (Fig. 29.13).

De fapt, după cum se poate observa din fig. 29.10, energia hv "a fotonului emis nu este mai mare decât energia hv a fotonului absorbit:

de unde λ "\u003e λ. Există abateri de la legea Stokes - luminiscența anti-Stokes. Acest lucru este evident mai ales atunci când fotoluminiscența este excitată de o linie spectrală separată, adică lumină monocromatică (Fig. 29.14). Radiația anti-Stokes apare atunci când o particula este excitată care era deja într-o stare excitată (Fig. 29.15, nivelul 3). 2 pe principal 1 este emisă energie hv". După cum se poate observa din figură:

Un număr de molecule funcționale biologic, cum ar fi moleculele de proteine, prezintă fluorescență. Parametrii de fluorescență sunt sensibili la structura mediului moleculei fluorescente; prin urmare, luminescența poate fi utilizată pentru a studia transformările chimice și interacțiunile intermoleculare.

În ultimele decenii, moleculele fluorescente speciale adăugate sistemelor membranare din exterior au devenit utilizate pe scară largă. Astfel de molecule se numesc sonde fluorescente (legatura non-covalenta cu membrana) sau etichete fluorescente (legatura chimica).

Modificarea fluorescenței sondelor și etichetelor face posibilă detectarea rearanjamentelor conformaționale în proteine ​​și membrane.

Luați în considerare câteva aplicații ale fotoluminiscenței în scopuri medicale.

Analiza luminiscentă, bazată pe observarea luminiscenței obiectelor pentru a le studia, este utilizată pentru a detecta stadiul inițial al deteriorării alimentelor, a sorta preparatele farmacologice și pentru a diagnostica anumite boli. Deci, părul și solzii afectați de ciupercă sub lumina ultravioletă dau o strălucire luminiscentă de culoare verde strălucitor. Permeabilitatea capilară a pielii poate fi determinată prin injectarea subcutanată a coloranților fluorescenți.

În condiții favorabile, analiza luminiscente face posibilă detectarea substanțelor luminiscente cu o greutate de până la 10 -10 g.

Analiza luminiscentă a obiectelor microscopice se realizează folosind microscoape luminiscente speciale, care, spre deosebire de sursele de lumină convenționale, folosesc de obicei lămpi cu mercur de înaltă și ultraînaltă presiune și folosesc două filtre de lumină. Unul dintre ele, situat în fața condensatorului

așternut, evidențiază regiunea spectrului sursei de lumină, care provoacă luminescența obiectului; celălalt, situat între lentilă și ocular, emite lumină de luminiscență. Pe baza fotoluminiscenței, au fost create surse de lumină, al căror spectru este mai consistent cu lumina zilei decât cu cel al lămpilor cu incandescență. Acest lucru este important atât pentru scopuri industriale, cât și pentru igienă. În astfel de lămpi fluorescente, numite lămpi fluorescente, se produce o descărcare electrică în vapori de mercur la presiune joasă (electroluminiscență). Pe suprafața interioară a lămpii, din sticlă obișnuită (Fig. 29.16), se depune un strat subțire de fosfor, care fotoluminesce sub influența radiațiilor de la vaporii de mercur.

Prin modificarea compoziției fosforului, se poate alege cel mai potrivit spectru de fotoluminiscență. Pe fig. 29.17 arată unul dintre spectrele posibile, liniile intense corespund spectrului de vapori, a căror radiație trece parțial prin fosfor.

29.8. CHIMILUMINESCENZA

Luminescența care însoțește reacțiile chimice se numește chemiluminiscență.

Este emis fie direct de produșii de reacție, fie de alte componente care sunt excitate ca urmare a transferului de energie către aceștia din produsele de reacție.

Luminozitatea chimioluminiscenței, de ex. numărul de cuante emise pe unitatea de timp crește odată cu creșterea vitezei de reacție și a eficienței chemiluminiscenței - numărul mediu de cuante pe un act de reacție. Chemiluminiscența poate fi utilizată pentru a determina compoziția unei substanțe (analiza chemiluminiscentă).

O manifestare specială a chemiluminiscenței - o strălucire care însoțește reacțiile chimice ale obiectelor biologice - se numește biohe-

miluminescență.Radiații putrezite, licurici - exemple de biochimiluminiscență (bioluminiscență).

Printre biofizicieni, se numește bioluminiscență de intensitate scăzută lumină super slabă, a fost studiat activ de un număr de oameni de știință, în special de Yu.A. Vladimirov.

S-a demonstrat că în sistemele biologice chemiluminiscența are loc în timpul recombinării radicalilor liberi peroxid lipidic: RO 2 +RO 2 - produs excitat - produs + + cuantum de chemiluminiscență.

Intensitatea chemiluminiscenței crește semnificativ atunci când se adaugă sistemelor biologice studiate, de exemplu, săruri feroase. Pe fig. 29.18 arată o creștere a intensității luminiscenței în suspensia mitocondriilor în momentul introducerii fierului feros. Dacă se face un experiment similar cu plasmă de sânge în cazul apendicitei purulente sau colecistitei, atunci se poate observa că strălucirea în primul caz este mult mai slabă. Astfel, chemiluminiscența poate fi utilizată ca metodă de diagnostic.

29.9. PROCESE FOTOBIOLOGICE

Procesele fotobiologice sunt numite procese care încep cu absorbția cuantelor de lumină de către molecule funcționale biologic și se termină cu o reacție fiziologică corespunzătoare în organism sau țesuturi.

O caracteristică importantă a efectului luminii asupra cursului proceselor biologice este spectrul acțiunii fotobiologice - dependența efectului fotobiologic de lungimea de undă a luminii care acționează. Spectrele de acțiune fac posibilă determinarea regiunii spectrului care provoacă cel mai eficient un proces biologic, precum și a afla mecanismul unui astfel de efect.

Medicul are nevoie de o înțelegere a acestor procese pentru a explica mecanismul vederii (vezi 29.10) și pentru a evalua diferitele efecte ale radiațiilor UV (vezi 27.7).

După ce a absorbit o cantitate de lumină (vezi 29.2), molecula este excitată. Energia de excitație poate fi transferată către alte molecule. Pentru un proces fotobiologic, este esențial ca în urma unei astfel de excitații să aibă loc o transformare chimică (reacție fotochimică). După actul fotochimic primar, reacțiile se dezvoltă în așa fel încât prezența luminii să nu fie necesară (reacții întunecate), în final conduc la răspunsul sistemului biologic la lumină.

Să luăm în considerare cantitativ etapele inițiale ale acestui proces: absorbția luminii și reacția fotochimică primară.

Similar cu 29.2, introducem conceptul de secțiune transversală de absorbție efectivă a unei molecule de foton σ. Diferența față de derivarea legii Bouguer-Lambert-Beer este cel puțin următoarea: în primul rând, vom lua în considerare scăderea numărului de molecule activate, deoarece expunerea la lumină determină transformarea acestora; în al doilea rând, luați în considerare un strat suficient de subțire de soluție diluată, acest lucru ne va permite să citim intensitatea luminii eu 0 constantă și aceeași în toată soluția.

Scăderea elementară a concentrației dn a moleculelor sub acțiunea luminii este proporțională cu:

Concentratii n molecule;

Secțiune transversală de absorbție eficientă σ;

Timp de iradiere dt;

Numărul de fotoni care trec pe unitatea de timp prin 1 m 2 al feței celulei (I 0):

Aici I 0 t = D0- doza de radiație și σφ χ = σ χ - aria secțiunii transversale a moleculei pentru transformarea fotochimică, este proporțională cu probabilitatea unei astfel de interacțiuni a unui foton cu o moleculă, în urma căreia va avea loc o reacție fotochimică .

Pentru a găsi φ χ, reprezentați grafic dependența ln (" 0 / n t) = f(D0) iar de-a lungul pantei dreptei [vezi (29.24)] determinați această valoare (Fig. 29.19).

În fotochimie, dependența σ χ (λ) se numește spectru de acțiune. Această relație poate fi găsită folosind relația σ χ = σφχ . Ideea este că cuantica

Randamentul total al reacțiilor fotochimice în soluții nu depinde de lungimea de undă a luminii care acționează (φ χ = const). Din punct de vedere fizic, aceasta înseamnă că, indiferent de energia de excitație hv, molecula va fi excitată (vezi 28.9) și va putea începe o transformare fotochimică. Ținând cont de acest lucru, putem concluziona că spectrul de acțiune σ χ (λ) și spectrul de absorbție (vezi 29.2) - dependența σ (λ) - au aceeași formă, deoarece diferă doar printr-un factor constant φ χ . Astfel de

Această caracteristică face posibilă, prin compararea spectrului de acțiune fotobiologică cu spectrele de absorbție ale diferiților compuși biochimici, să se determine mecanismul de acțiune al luminii și, în special, a radiațiilor UV.

Deci, de exemplu, s-a constatat că curba morții bacteriene sub acțiunea radiațiilor UV (spectrul de acțiune fotobiologică) este similară cu spectrul de absorbție al acizilor nucleici. Acest lucru a dat motive pentru a concluziona că moartea bacteriilor se datorează deteriorării acizilor nucleici.

În 26.4, au fost luate în considerare caracteristicile părții conducătoare de lumină a ochiului. Percepția luminii de către ochi este un proces fotobiologic, prin urmare, aici este luat în considerare mecanismul de funcționare al aparatului de percepere a luminii.

29.10. FUNDAMENTELE BIOFIZICE ALE RECEPȚIEI VIZUALE

Celulele vizuale sensibile la lumină - tije și conuri - joacă roluri diferite în excitarea senzației de lumină. Tijele sunt mai sensibile la lumină, dar nu disting culorile. Conurile disting culorile; în plus, cu o luminozitate suficientă a obiectului, acestea sunt sensibile la percepția detaliilor imaginii, astfel încât rezoluția ochiului se datorează plasării conurilor pe retină (vezi 26.4).

Tijele aparțin aparatului de amurg și viziune acromatică, iar conurile - ziua și culoarea.

Luați în considerare mai întâi câteva întrebări generale despre sensibilitatea ochiului la lumină și culoare.

Sensibilitatea ochiului la lumină este reciproca luminozității pragului, adică. luminozitatea minimă care produce o senzație vizuală în condiții de vizualizare date.

Sensibilitatea ochiului la lumină variază într-o gamă largă din cauza vizualului adaptare- capacitatea ochiului de a se adapta la diferite luminozități. Adaptarea se realizează în următoarele moduri:

1) prin modificarea diametrului pupilei în intervalul de la 2 la 8 mm, care modifică fluxul luminos de 16 ori;

2) o scădere a concentrației de substanță fotosensibilă necompusă;

3) ecranarea conurilor și tijelor cu un pigment închis plasat în coroidă și capabil să se deplaseze spre corpul vitros în procesul de adaptare;

4) o modificare a gradului de participare a tijelor și conurilor la excitarea senzației de lumină, în funcție de luminozitatea obiectului.

Adaptarea permite ochiului să funcționeze normal în intervalul de luminozitate de la 10 -7 la 10 5 cd/m 2 . Limita inferioară, sau pragul absolut al sensibilității la lumină a ochiului cu adaptare completă la întuneric, este de aproximativ o sută de fotoni pe secundă. Dintre acestea, doar aproximativ 10% sunt absorbite de moleculele de pigment vizual din tijele retiniene, iar restul sunt reflectate de cornee, absorbite de mediile optice ale ochiului sau trec prin retină și sunt absorbite în celulele epiteliul pigmentar. Prezența epiteliului pigmentar de la baza retinei reduce semnificativ reflectarea și împrăștierea luminii din peretele din spate al ochiului. Ochiul uman răspunde la undele electromagnetice cu o lungime de undă de aproximativ 400 până la 760 nm. Sensibilitatea spectrală a ochiului se caracterizează prin vizibilitatea radiațiilor:

Maximul curbei de vizibilitate a vederii diurne corespunde maximului de radiație solară care a trecut prin atmosferă și a lovit suprafața Pământului (vezi 27.4), aceasta arată oportunitatea organizării ochiului uman.

Tija este formată (Fig. 29.21) dintr-un segment exterior sensibil la lumină 1 și segmentul autohton 2, conţinând nucleul şi mitocondriile, care asigură funcţionarea celulei. În interiorul segmentului exterior sunt discuri subțiri 3 aproximativ 6 µm în diametru. Fiecare disc constă dintr-o membrană cu două straturi și are forma unui lipozom aplatizat (vezi 13.1). Un pigment vizual este încorporat în discurile vizuale.

ment - rodopsina. Numărul de discuri dintr-o celulă este măsurat în câteva sute. Din segmentul interior există o legătură cu fibra nervoasă.

Rodopsina este o proteină complexă cu o greutate moleculară de aproximativ 40 000. Diametrul moleculei sale este de 4 nm, dacă forma sa este luată ca sferică.

Rodopsina este formată din opsina proteică și grupul cromofor - retinian.

Retinal, vorbind în general, poate avea mai mulți izomeri spațiali, dar numai P-cisretinal se leagă de opsină (Fig. 29.22). Sub acțiunea luminii, retina este scindată din rodopsina și trece în cea mai stabilă conformație a izomerului trans continuu.

Ca urmare a modificărilor în structura retinei, apar modificări în membrana discului asociate cu o schimbare a poziției rodopsinei. Rodopsina trece de la suprafața hidrofilă interdiscală în faza girofobă interioară a membranei.

Dacă în întuneric membrana discului este impermeabilă la Na+, K+, Ca 2+ etc., atunci ca urmare a iluminării, modificarea conformațională a rodopsinei duce la o schimbare a stării membranei: permeabilitatea pentru unii ioni crește . În aceste procese, funcția rodopsinei este aceea că, sub acțiunea luminii, favorizează formarea de pori în discuri pentru unii ioni și închide canalele de pe membrana exterioară pentru ionii de sodiu. Acest lucru duce la apariția potențialelor care provoacă un impuls nervos. O caracteristică a segmentelor exterioare ale tijelor retinei este că în întuneric potențialul are natură de sodiu, în contrast cu potențialul altor celule (vezi 13.7). Ca urmare a modificării structurii rodopsinei sub acțiunea luminii, permeabilitatea membranelor pentru sodiu scade brusc, iar pentru alți ioni nu.

se schimba. În acest caz, permeabilitatea pentru potasiu este pe primul loc, potențialul devine de natură a potasiului și polaritatea acestuia se modifică. Acest lucru duce la faptul că, spre deosebire de toate celelalte celule cunoscute, pe membrana citoplasmatică a segmentelor exterioare ale tijelor, potențialul are un semn plus în interior și un semn minus în exterior.

Pigmentul conului conține, de asemenea, P-cisretinal, ca rodopsina, dar partea proteică a pigmentului este diferită, așa că pigmenții conului se numesc iodopsine.

Măsurarea spectrelor de absorbție ale varietăților individuale de conuri a arătat că fiecare con conține un anumit tip de iod-psină. Iodopsinele cu conuri umane au maxime de absorbție la 445, 535 și 570 nm (Fig. 29.23). Aceste informații se bazează pe teoria cu trei componente a vederii culorilor. În unele boli genetice, sinteza proteinelor iodopsine este perturbată, iar ochiul nu este capabil să facă distincția între culorile roșii și cele verzi (daltonism).

Curba de absorbtie

Radiația γ include unde electromagnetice, a căror lungime de undă este mult mai mică decât distanța interatomică, adică λ< а, где а ~ 10 -8 см. Таким образом, нижний предел энергии γ-квантов получается Е = hν = hc/λ. = 12 кэВ.
Ca și particulele încărcate, fluxul de fotoni este absorbit de materie, în principal datorită interacțiunii electromagnetice. Cu toate acestea, mecanismul acestei absorbții este esențial diferit. Există două motive pentru aceasta:
1) fotonii nu au incarcare electricași, prin urmare, nu sunt afectate de forțele Coulomb cu rază lungă. Prin urmare, atunci când trec prin materie, fotonii se ciocnesc relativ rar cu electronii și nucleele, dar, pe de altă parte, la ciocnire, de regulă, se abat brusc de la calea lor, adică. practic să cadă din fascicul;
2) fotonii au masa în repaus zero și, prin urmare, nu pot avea o viteză diferită de viteza luminii. Și asta înseamnă că în mediu nu pot încetini. Ele sunt fie absorbite, fie împrăștiate, mai ales la unghiuri mari. Când un fascicul de fotoni trece printr-o substanță, intensitatea acestui fascicul este slăbită treptat ca urmare a interacțiunilor cu mediul. Să găsim legea conform căreia are loc această slăbire, adică. curba de absorbție a fotonilor în materie.

Fie ca un flux de fotoni J 0 cm -2 s -1 să cadă pe suprafața unei ținte plane perpendicular pe acesta (Fig. 3.1), iar grosimea țintei x (cm) este atât de mică încât are loc o singură interacțiune. Modificarea intensității acestui flux dJ atunci când fotonii trec printr-un strat de materie dx este proporțională cu valoarea fluxului J la adâncimea acestui strat, grosimea stratului dx (cm), densitatea atomilor n (cm - 3) și secțiunea transversală de interacțiune efectivă a fotonului σ (cm 2):

Rezolvarea acestei ecuații dă curba de absorbție

J x \u003d J 0 e -σnx.

De obicei, două concepte sunt asociate cu absorbția fotonilor în materie.

1. Coeficientul de absorbție liniar τ = nσ; [τ] = cm -1 și J x = J0e -τx . Astfel, τ este grosimea substanței în centimetri la care fluxul de fotoni este atenuat de un factor de e.
2. Coeficientul de absorbție a masei μ = τ/ρ = σn/ρ, unde ρ (g/cm) este densitatea substanței. Dimensiunea lui μ se obţine astfel: [μ] = cm 2 /g. În acest caz, modificarea fluxului fotonic ia forma:

J x \u003d J 0 e -μxρ,

unde xρ (g / cm 2) este grosimea substanței, măsurată în unități de masă. Semnificația este aceeași - aceasta este o astfel de grosime a substanței în g / cm 2, pe care fluxul este slăbit de e ori.

Coeficientul de absorbție caracterizează complet trecerea fotonilor prin materie. Depinde de proprietățile mediului și de energia fotonului. Dacă absorbția are loc datorită mai multor procese diferite, fiecare dintre ele având propriul coeficient de absorbție, μ i , τ i ,..., atunci coeficientul total de absorbție μ = ∑μ i și τ = ∑τ i
Absorbția fotonilor de către materie are loc în principal datorită a trei procese: efectul fotoelectric, efectul Compton și producerea de perechi electron-pozitron în câmpul Coulomb al nucleului.

3.2 Efect fotoelectric

Efectul fotoelectric este eliberarea de electroni care se află într-o substanță în stare legată, sub influența fotonilor. Distingeți efectul fotoelectric intern și extern.
Efectul fotoelectric intern este tranziția electronilor sub influența radiatie electromagneticaîn interiorul unui semiconductor sau dielectric din stare legată la stare liberă fără scăpare în exterior.
Efectul fotoelectric extern este observat în solide, gaze, pe atomi și molecule individuali - aceasta este emisia de electroni în exterior atunci când fotonii sunt absorbiți. În aceste prelegeri, se va discuta doar efectul fotoelectric extern. Efectul fotoelectric este procesul prin care un atom absoarbe un foton și emite un electron. În acest caz, fotonul incident interacționează cu electronul legat în atom și îi transferă energia acestuia. Electronul primește energie cinetică Te și părăsește atomul, în timp ce atomul rămâne în stare excitată. Prin urmare, efectul fotoelectric este întotdeauna însoțit de emisia caracteristică de raze X a unui atom sau de emisia de electroni Auger. Cu efectul Auger, are loc un transfer direct al energiei de excitație a unui atom către unul dintre electronii săi, care, ca urmare, părăsește atomul. Legile conservării energiei și impulsului în efectul fotoelectric pot fi reprezentate astfel:

hν = T e + I i + Ti, și

Unde , − energie kinetică nuclee de recul; I i - energia de ionizare
i-a înveliș al atomului; . Deoarece de obicei hν >> I i + T i, atunci energia fotoelectronilor este T e ≈ hν și, în consecință, spectrul energetic al fotoelectronilor este aproape de monocromatic.
Din legile conservării energiei și impulsului rezultă că efectul fotoelectric nu poate avea loc asupra unui electron liber. Să demonstrăm acest lucru „prin contradicție”: să presupunem că un astfel de proces este posibil. Atunci legile de conservare vor arăta așa

De aici obținem ecuația 1 - β = √1 - β 2 , care are două rădăcini β = 0 și β = 1. Prima dintre ele corespunde lui T e = hν = 0, iar a doua nu are simțul fizic pentru particule cu o masă diferită de zero.
Această demonstrație pare și mai clară pentru cazul non-relativist: hν = m e v 2 /2 și hν/c = m e v. Rezolvarea sistemului duce la expresia v = 2c, care nu poate fi.
Astfel, un electron liber nu poate absorbi un foton. Pentru efectul fotoelectric este esențială legătura unui electron cu un atom, căruia îi este transferată o parte din impulsul fotonului. Efectul fotoelectric este posibil numai pe un electron legat. Cu cât energia de legare a unui electron cu un atom este mai mică în comparație cu energia unui foton, cu atât este mai puțin probabil efectul fotoelectric. Această circumstanță determină toate proprietățile principale ale efectului fotoelectric:

A) cursul secțiunii transversale cu energie fotonică - σ f (hν) , b) raportul dintre probabilitățile efectului fotoelectric asupra diferitelor carcase electronice, c) dependența secțiunii transversale de Z-ul mediului.

Fig.3.2. Dependența secțiunii efective a efectului fotoelectric de energia fotonului

a) Figura 3.2 arată dependența secțiunii efective a efectului fotoelectric de energia fotonului. Dacă energia fotonului este mare în comparație cu energia de legare a electronilor din atom, atunci secțiunea transversală a efectului fotoelectric φ scade rapid odată cu creșterea energiei fotonului. Pentru eu i<< hν < m e c 2 σ ф ~ (hν) -3.5 .
Când hν > m e c 2 σ f ~ (hν) -1 .
Pe măsură ce hν scade, i.e. Pe măsură ce conectivitatea electronică I k /hν crește, secțiunea transversală a procesului crește rapid până când energia fotonului devine egală cu energia I k . Pentru hν< I k фотоэффект на K-оболочке атома станет невозможным, сечение фотоэффекта будет определяться только взаимодействием фотонов с электронами L, М и др. оболочек. Но эти электроны связаны с ядром слабее, чем
electroni K. Prin urmare, când energii egale fotoni, probabilitatea unui efect fotoelectric asupra electronilor L este mult mai mică decât a electronilor K. În funcție de σ f (hν), se va observa salt brusc. Apoi la
hν< I k снова σ ф начинает расти с убыванием hν, так как возрастает относительная связность электрона L/hν, и т.д.
b) Formulele pentru secțiunea transversală a efectului fotoelectric asupra electronilor K, obținute prin metodele electrodinamicii cuantice și confirmate prin experiment, sunt:

Rapoartele secțiunilor transversale ale efectului fotoelectric pe diferite carcase se obțin după cum urmează:

Prin urmare, atunci când se calculează secțiunea transversală totală a efectului fotoelectric, se utilizează de obicei relația:

c) Din aceeași formulă se poate observa o dependență puternică a σ f de Z a mediului: σ f ~ Z . Acest lucru este de înțeles, deoarece în elementele ușoare electronii sunt legați mai slab de forțele Coulomb ale nucleului decât în ​​cele grele. În substanțele grele, efectul fotoelectric este Motivul principal absorbția fotonilor moi.
Distribuția unghiulară a fotoelectronilor se obține prin calcul din formula secțiunii transversale diferențiale. Din aceasta rezultă că fotoelectronii sunt distribuiți simetric conform legii ~ cos 2 φ față de direcția vector electric unde electromagnetice incidente. În plus, distribuția unghiulară depinde în mod esențial de energia fotoelectronului. În cazul non-relativista T e<< m е c 2 (β << 1) интенсивность фотоэлектронов максимальна в плоскости поляризации векторов и фотона, т.е. в плоскости, перпендикулярной направлению движения фотона. При больших энергиях Т е >m e c 2 unghiul la care intensitatea fotoelectronilor este maximă scade, iar cu cât energia electronilor este mai mare, cu atât unghiul de plecare a acestora este mai mic comparativ cu direcția mișcării fotonilor, distribuția unghiulară este alungită înainte.

3.3. Efectul Compton

Interacțiunea fotonilor cu materia poate duce la împrăștierea lor fără absorbție. Difuzarea poate fi de două tipuri: 1) fără modificarea lungimii de undă (împrăștiere coerentă, Thomson, clasică) și 2) cu modificarea lungimii de undă (incoerentă, împrăștiere Compton).

1. Thomson se împrăștie se întâmplă dacă hν< I i (λ ~10 -8 см). В этом случае атом воспринимается фотоном "как единое целое", и фотон обменивается энергией и импульсом со всем атомом. Так как масса атома очень велика по сравнению с эквивалентной массой фотона hν/c , то отдача в этом случае практически отсутствует. Поэтому рассеяние фотонов происходит без изменения их энергии, т.е. когерентно.
Se poate considera că sursa de radiație împrăștiată o constituie electronii legați ai atomului, care intră în vibrații rezonante sub acțiunea radiației incidente și, ca urmare, emit fotoni de aceeași frecvență. Secțiunea transversală de împrăștiere Thomson depinde de unghiul de împrăștiere a fotonilor 0:

σ(θ) = 0,5re 2 (l + cos 2 θ),

unde r e 2 = e 2 /m e c 2 = 2,8 10 -13 cm este raza clasică a electronului. Integrând peste tot θ, se poate obține secțiunea transversală pentru împrăștierea totală Thomson. Secțiunea transversală efectivă a împrăștierii Thomson, calculată pentru 1 electron, este egală cu:

σ T = (8/3)πr e 2 = 0,66 hambar,

unde σ T este o constantă universală și nu depinde de frecvența radiației incidente.

2. împrăștiere Compton apare când hν >> I i . În acest caz, toți electronii atomului pot fi considerați liberi.

Imprăștirea Compton are loc ca urmare a unei coliziuni elastice a unui foton cu un electron, iar fotonul transferă o parte din energia și impulsul său către electron. Prin urmare, caracteristicile energetice și unghiulare ale fenomenului sunt complet determinate de legile conservării energiei și impulsului pentru un impact elastic (Fig. 3.3):

hν = hν " + T e,

Unde și sunt energia cinetică și impulsul electronului de recul.

Rezolvarea comună a acestor ecuații face posibilă obținerea energiilor fotonului împrăștiat hν " și electronul de recul Te ​​în funcție de unghiul de împrăștiere a fotonilor θ:

Din aceste relații decurg o serie de consecințe importante.

1. Din prima relație, este ușor de găsit cât de mult s-a schimbat lungimea undei electromagnetice în timpul împrăștierii Compton (formula Compton):

unde λ 0 \u003d h / m e c \u003d 2.426 10 -10 cm este lungimea de undă Compton a electronului. Din formula Compton rezultă că:

A) deplasarea undei Δλ nu depinde de mărimea lungimii de undă; b) deplasarea Δλ, determinată doar de unghiul de împrăștiere a fotonilor θ: la θ = 0 Δλ = 0 (adică fără împrăștiere), la θ = π/2 Δλ = λ 0 și la θ = π, Δλ = 2λ 0 (maximum a posibila deplasare are loc în timpul retroîmprăștierii).

2. Spectrul de energie al fotonilor obținuți ca urmare a împrăștierii Compton a unui fascicul de γ-quanta monoenergetice se dovedește a fi continuu în intervalul de energie de la

la θ = π la hν max = hν la θ = 0.

3. Ca rezultat al împrăștierii Compton a γ-quantelor monoenergetice, se obține un spectru energetic continuu al electronilor de recul în intervalul de la

T e min = 0 la θ = 0 până la pentru θ = π.

4. Relația dintre unghiurile de evacuare ale fotonului împrăștiat θ și electronul de recul φ (Fig.3.3) poate fi găsită din legea de conservare a impulsului scrisă pentru componentele longitudinale și transversale (relativ la direcția de mișcare a fotonului primar) :

Să transformăm a doua ecuație:

De aici găsim:

Din relația obținută se poate observa că o modificare a unghiului de împrăștiere a fotonului în intervalul 0 ≤ θ ≤ π corespunde unei modificări a unghiului de emisie a unui electron de recul în intervalul π/2 ≥ φ ≥ 0. fotonul primar .
Secțiunea transversală efectivă diferențială pentru împrăștierea Compton a fost calculată mai întâi de O. Klein și I. Nishina în 1929, iar în 1930 I.E. Tamm a obținut aceeași formulă într-un mod diferit. Formula Klein-Nishina-Tamm are forma:

unde dσ K /dΩ este secțiunea transversală efectivă diferențială a împrăștierii fotonilor la un unghi θ în unghiul solid dΩ și r e este raza clasică a electronilor. După înlocuirea valorilor hν " se obține dependența secțiunii transversale diferențiale a împrăștierii Compton numai de hν și de θ, iar forma dependenței secțiunii transversale de θ se modifică odată cu energia fotonului. Pentru valori mici ale hν:
dσ K /dΩ ~ 1 + cos 2 θ. Pe măsură ce hν crește, un număr tot mai mare de fotoni sunt împrăștiați în direcția „înainte”, iar odată cu creșterea energiei primare hν, probabilitatea de împrăștiere la unghiuri mici crește (Fig. 3.4).
Secțiunea transversală totală se găsește după integrare peste tot θ:

unde σ T = (8π/3)r e 2 este secțiunea transversală de împrăștiere Thomson și ƒ(hν/m e c 2)< 1 и возрастает с увеличением hν.
Pentru valori mici ale hν (I K<< hν/m e c 2 <<1), σ K ~ σ T (1 − 2hν/m e c 2) → σ T cu hν descrescător.

Deoarece există electroni Zn în 1 cm de mediu, atunci probabilitatea totală de împrăștiere Compton pe o cale de 1 cm în substanță (Z, A, ρ) va fi:

Astfel, probabilitatea împrăștierii Compton pe 1 cm de cale este invers proporțională cu energia fotonului și proporțională cu Z a substanței (secțiunea transversală per 1 electron nu depinde de Z a substanței și fiecare atom conține Z electroni). Figura 3.5 prezintă o diagramă a σ K /σ T în funcție de energia fotonului. Această figură arată în aceleași unități secțiunea transversală a efectului fotoelectric în diferite substanțe. O comparație a dependențelor arată că, odată cu creșterea energiei fotonului, probabilitatea efectului Compton devine mult mai mare decât secțiunile transversale ale efectului fotoelectric.

Fig.3.5. Dependența secțiunilor transversale totale ale împrăștierii Compton (curba solidă) și a efectului fotoelectric în termeni de 1 electron (linia punctată pentru C, Al, Cu și Pb) de energia fotonului

Imprăștirea Compton poate apărea nu numai pe electroni, ci și pe alte particule care au o sarcină electrică. Cu toate acestea, probabilitatea unui astfel de efect este foarte mică. De exemplu, împrăștierea Compton pe nucleele atomilor este neglijabilă datorită faptului că nucleele au o valoare foarte mică a razei lor electromagnetice clasice Ze 2 /m i s 2 .
Există un alt fenomen numit efectul Compton invers. Are loc în timpul împrăștierii elastice a fotonilor de către electroni relativiști. În acest caz, energia și impulsul fotonilor vor crește datorită energiei și impulsului electronilor țintă.

3.4. Nașterea perechilor electron-pozitron

La o energie fotonică suficient de mare (hν > 2m e c 2), devine posibil procesul de formare a perechilor, în care un foton este absorbit în câmpul nucleului și iau naștere un electron și un pozitron. Calculul prin QED și experiența indică faptul că acest proces nu are loc în interiorul nucleului, ci în apropierea acestuia, într-o regiune având dimensiunea lungimii de undă Compton λ 0 = 2,4 10 -10 cm. Deoarece această interacțiune a unui foton cu câmpul nucleul produce un electron și pozitron, atunci acest proces are un prag de energie, adică. apare dacă hν > 2m e c 2 . Legile conservării energiei și a impulsului pot fi scrise astfel:

hν = 2m e c 2 + Т − + Т + + Т i,

unde β − și β + sunt vitezele relative ale electronului și ale pozitronului, T − și T + sunt energiile lor cinetice, iar Ti și p i sunt energia și impulsul nucleului de recul.
Pe baza legilor conservării energiei și a impulsului, se poate demonstra că formarea unei perechi electron-pozitron de către un foton în vid este imposibilă: energia și impulsul trebuie în mod necesar să fie distribuite între trei particule: un electron, un pozitron și , de exemplu, un nucleu. Dacă presupunem că nașterea unei perechi poate avea loc în vid (T i = p i = 0), atunci legile conservării iau forma:

hν = 2m e c 2 + Т − + Т + și

Prima dintre aceste ecuații poate fi scrisă sub forma:

iar incompatibilitatea sa cu a doua ecuație devine imediat evidentă.
În cazul particular când T − = T + = 0, se obține un sistem de ecuații contradictorii: hν = 2m e c 2 și
hν/c = 0. Astfel, pentru ca legile de conservare să fie îndeplinite, este nevoie de o a treia particulă, în domeniul căreia are loc procesul de producere a perechilor și care preia impulsul în exces. O astfel de particulă poate fi nu numai un nucleu, ci și, de exemplu, un electron. Dar dacă nucleul T i \u003d p i 2 / 2m i este o valoare mică, atunci electronul va avea un recul foarte mare, iar electronul recul poate primi energie de același ordin ca și componentele perechii. În acest caz, pragul procesului va depăși semnificativ 2m e c 2 . Energia fotonului de prag pentru formarea perechilor în câmpul de electroni este 4m e c 2 =2,044 MeV.
Calculele teoretice ale dependenței secțiunii transversale a producției de perechi de energia razelor y conduc la o formă destul de complicată. Cu toate acestea, pentru intervalul de energie 5m e c 2< hν < 50m e c 2 эта зависимость может быть представлена в виде:

La energia fotonului hν< 5m e c 2 и hν >50m e c 2 secțiunea transversală crește mai încet. Pentru hν > 50m e c 2, creșterea secțiunii transversale este limitată de ecranarea câmpului Coulomb al nucleului de către electroni atomici. În cazul relativist limitativ, pentru hν > 10 3 m e c 2, secțiunea transversală nu depinde de energie:

σ P ~ 0,08 Z 2 r e 2 = 0,63 10 -26 Z 2 cm 2.

Caracterul general al dependenței secțiunii transversale de energia fotonului este prezentat în Fig. 3.6.

Fig.3.6 Dependența secțiunii transversale a producției de perechi de energia fotonului

Procesul de producere a perechilor este similar cu procesul de bremsstrahlung. Prin urmare, expresiile care descriu aceste două procese sunt foarte asemănătoare în structura lor: în cazul screening-ului complet, probabilitatea ca un foton cu energia E " = hν pe o cale de 1 cm formează un electron cu energie E în intervalul (E, E + dE) și un pozitron cu energie (E " − E) va:

Probabilitatea formării perechii nu depinde de energia electronului E și a pozitronului E " − E, iar acest lucru este de înțeles, deoarece în procesul formării lor fotonul dispare și distribuția energiei între componentele perechii este la fel de probabilă. Cunoscând w n , se poate găsi probabilitate deplină formarea perechilor pe traseul de 1 cm:

Astfel, în cazul screening-ului complet, secțiunea transversală totală a producției de perechi nu depinde de energia fotonului.

3.5. Alte procese de interacțiune a fotonilor cu materia

1. Efect fotoelectric nuclear - absorbția unui cuantum γ de către un nucleu și emisia unui nucleon, i.e. (y,n)-reacție. Pragul efectului fotoelectric nuclear este de -6-10 MeV adică. ordinea energiei de legare a nucleonilor din nuclee. Secțiunea transversală a efectului fotoelectric nuclear σ yf ~ Z și este mult mai mică ca mărime decât secțiunile transversale ale celor trei efecte luate în considerare.

2. Dacă energia fotonilor este mult mai mare decât energia de legare a nucleonilor din nuclee, atunci fotodezintegrarea nucleelor ​​poate avea loc cu emisia mai multor particule. De exemplu, (γ,2р), (γ,n,2р) sunt reacții. Secțiunea transversală a unui astfel de proces este σ i ~ 10 -26 cm.

3. Dacă hν > 2m μ s 2 , adică. hν > 200 MeV, atunci în câmpul nucleului γ-quanta se pot forma μ − μ + -perechi, similar cu e − e + -perechi.

4. Dacă hν > m π с 2 , adică. hν >140 MeV, poate apărea fotogenerarea de pioni cu o secțiune transversală de ~10 -28 A cm2.

Astfel, absorbția γ-quanta datorată tuturor proceselor enumerate este neglijabil de mică în comparație cu σ P.

3.6. Secțiunea transversală totală pentru interacțiunea fotonilor cu materia

Slăbirea fluxului de fotoni la trecerea prin materie este determinată în principal de trei procese: efectul fotoelectric, efectul Compton și formarea de perechi în câmpul Coulomb al nucleelor ​​atomice. Ca rezultat, în formula J = J0 e -σnx, secțiunea o este suma secțiunilor acestor procese:
σ = σ f + σ K + σ P, iar coeficienții de absorbție liniar și, respectiv, de masă sunt:
τ = σn = τ f + τ K + τ P și μ = σn/ρ = μ f + μ K + μ P. Fiecare dintre termeni depinde diferit de energia fotonică și de proprietățile substanței, deci rolul relativ al individului termenii pot varia foarte mult. Deci, în aluminiu (Fig. 3.7) într-o gamă largă de energii fotonice de 50 keV< hν <15 МэВ преобладает комптон-эффект, а при hν >15 MeV - producție de perechi. La plumb, însă, efectul fotoelectric (Fig. 3.7) este dominant până la o energie de 0,5 MeV, iar pentru hν >5 MeV, procesul de producere a perechilor joacă rolul principal.

Fig.3.7. Dependența coeficientului de absorbție în masă a fotonilor de energia lor din aluminiu, cupru și plumb

În concluzie, trebuie remarcată o circumstanță importantă: toate cele trei tipuri de interacțiune a fotonilor cu materia duc la apariția electronilor rapizi.

3.7. Anihilarea pozitronilor în materie

Cuvântul „anihilare” înseamnă „dispariție”, „prevenirea în nimic”. Acesta este un proces în care o particulă și antiparticula ei sunt convertite în radiații electromagnetice (fotoni) sau alte particule elementare (leptoni, quarci). Acesta este un proces opus producerii de perechi prin γ-quanta. Ambele procese sunt pur și simplu transformări reciproce.
Aceste transformări reciproce sunt controlate de legile fundamentale de conservare: legea conservării energiei, momentului, momentului unghiular, încărcăturii electrice etc.
Procesele de creare și anihilare a particulelor au fost prezise teoretic în 1931 de P.A. Dirac. Au rezultat din teoria electronului creat de el. Potrivit lui Dirac, combina mecanica cuantică(până la acel moment deja confirmată prin experiment) cu teoria relativității este posibilă numai dacă, împreună cu starea unui electron cu energie pozitivă, introducem starea unui electron cu energie negativă (sau a unui „electron” pozitiv cu energie pozitivă). ).
În 1932 K.D. Anderson, investigând compoziția razelor cosmice folosind o cameră cu nori plasată într-un câmp magnetic, a obținut dovezi experimentale pentru existența pozitronului ( Premiul Nobel, 1936). Prin semnul curburii pistei de particule, s-a constatat că particula este pozitivă, iar prin modificarea curburii (după ce a trecut 6 mm de plumb) și prin densitatea granulelor din cale, masa și impulsul particulele au fost determinate. În 1933, Frederic și Irene Joliot-Curie au obținut pentru prima dată o fotografie a unei camere cu nori cu urme de electron și pozitron produse de un quantum gamma, iar în același an, F. Joliot-Curie a observat pentru prima dată anihilarea electronilor și pozitronilor. în doi fotoni.
Cum are loc anihilarea pozitronilor? Odată ajunsi în materie, pozitronii rapizi se comportă în același mod ca electronii, adică. la T e > ε experimentează forța radiativă, iar la T e< ε − ионизационные потери и, как правило, почти полностью теряют свою скорость. В дальнейшем начинается их диффузия в веществе до встречи со свободными или связанными в атомах электронами и последующая аннигиляция позитронов. Перед аннигиляцией обе частицы (электрон и позитрон) чаще всего находятся в состоянии, когда их моменты количества движения равны нулю (S-состояние). Mai departe soarta acestea depind de orientarea reciprocă a momentelor interne de impuls (spinuri) și de dacă electronul este liber sau în stare legată.
Când un electron și un pozitron se întâlnesc, energie totală, inclusiv energia de repaus, este aproape în întregime convertită în energia radiației electromagnetice (un proces opus nașterii perechilor) și este parțial transferată unui al treilea corp, de exemplu, nucleul. Dacă anihilarea pozitronilor are loc pe un electron care face parte dintr-un atom, atunci anihilarea cu formarea unui foton este posibilă, deoarece impulsul fotonului rezultat va fi compensat de recul atomului sau nucleului, iar legea conservării impulsului va fi îndeplinită. Legile conservării energiei și impulsului pentru această situație pot fi scrise astfel: + = ∑ t /c.

Un pozitron încetinit la o viteză termică se poate anihila cu un electron liber, de exemplu, cu unul dintre electronii de conducere dintr-un metal sau cu unul dintre electronii exteriori ai unui atom. Dacă presupunem că electronul și pozitronul au fost în repaus înainte de anihilare, atunci legile de conservare iau forma:

2m e c 2 = ∑ t și 0 = ∑ t /c,

adică anihilarea pe un electron liber este posibilă numai dacă cel puțin doi fotoni sunt emiși simultan în direcții opuse. Deoarece ambele particule anihilante cu cel mai probabil sunt în starea S, atunci rezultatul anihilării va depinde de orientarea reciprocă a impulsului intern al particulelor, adică. învârtirile lor.
Dacă spinurile unui electron și ale unui pozitron sunt direcționate în direcții opuse (+1/2ћ și -1/2ћ) și, în consecință, spinul lor total este zero, atunci ca rezultat al anihilării (conform legii conservării paritate de sarcină), doar un număr par de fotoni cu spini, de asemenea direcționați în direcții opuse, deoarece spin-ul fiecărui foton este egal cu l ћ. Deoarece probabilitatea de anihilare este w ~ α n , unde n este numărul de fotoni, este cel mai probabil să se nască doi fotoni (w ~ α 2) - așa-numitul anihilarea cu doi fotoni , mai puțin probabil - patru fotoni (w ~ α 4), etc.
Deoarece momentele electronului și ale pozitronului sunt aproape de zero, atunci impuls total a sistemului este de asemenea egal cu zero și, în consecință, fotonii formați în timpul anihilării zboară în direcții opuse, iar fiecare dintre ei ia jumătate din energia sistemului, adică. cu 0,511 MeV.
Dacă spinurile unui electron și ale unui pozitron sunt paralele, atunci spinul lor total este 1 ћ. În acest caz, formarea unui număr impar de fotoni este posibilă, cel mai probabil - trei, deoarece un foton nu poate apărea din cauza încălcării legii conservării impulsului. Probabilitatea anihilării cu trei fotoni ~ a 3 , i.e. mult mai mic (cu un factor de 1/137) decât unul cu doi fotoni. În medie, anihilarea cu trei fotoni are loc în (0,2 - 0,3)% din cazuri.
Dacă anihilarea are loc „din mers”, i.e. în cazul în care pozitronul nu și-a pierdut încă viteza, atunci fotonii se împrăștie într-un unghi, iar unghiul de expansiune a fotonului depinde de viteza lor. La energii mari de anihilare a pozitronilor, fotonii rezultați sunt emiși predominant „înainte” și „înapoi” în raport cu direcția mișcării pozitronilor. Un foton care zboară înainte duce cea mai mare parte a energiei pozitronului. Fracția de foton care zboară înapoi are energia minimă, adică 0,511 MeV. Prin urmare, atunci când pozitronii rapidi trec prin materie, se formează un fascicul de raze gamma care zboară într-o direcție, care este folosit pentru a obține fascicule monocromatice de fotoni de înaltă energie.
Pozitronul este o particulă stabilă, în vid există la infinit, dar în materie pozitronul se anihilează foarte repede. Durata medie de viață a unui pozitron în raport cu procesul de anihilare în solide ax este τ ~ 10 -10 s, iar în aer în condiții normale τ ~ 10 -5 s.
Uneori anihilarea trece printr-o etapă intermediară, prin formarea unei stări legate a unui electron și a unui pozitron, care se numește pozitroniu . Positroniul, în care spinurile pozitronului și electronului sunt antiparalele (parapozitroniu), se anihilează în două cuante gamma cu o viață întreagă.
τ ~ 1,25 10 -10 s. Positroniul cu spinuri paralele de particule (ortopozitroniul) produce trei cuante gamma cu o durată de viață de τ ~ 1,4·10 -7 s.
Fenomenul de anihilare a pozitronilor este acum utilizat pe scară largă pentru a studia proprietățile particule elementare. La ciocnirea fasciculelor de pozitroni și electroni în vidul camerei de accelerație are loc un proces de anihilare, în care este eliberată o energie precis definită. Interacțiunea punctuală și cunoașterea energiei sale sunt folosite pentru a demonstra existența quarcilor și pentru a determina masa acestora.

Întrebări și sarcini pentru capitolul 3

1. Un fascicul de fotoni monocromatici care trece printr-o placă de aluminiu de 2,9 cm grosime este atenuat cu un factor de 2,6. Determinați τ, μ și σ.

Până acum, neutrinul a fost foarte asemănător cu fotonul. La fel ca un foton, un neutrin este neîncărcat, nu are masă și călătorește întotdeauna cu viteza luminii. Ambele particule au spin. Spinul fotonului este +1 sau -1, în timp ce spinul neutrinului este +1/2 sau -1/2 (diferența nu este foarte semnificativă). Cu toate acestea, există o diferență interesantă și chiar surprinzătoare între ele, pe care următorul raționament ne va ajuta să o înțelegem.

Să urmărim două evenimente inversate în timp. Lasă persoana care ține mingea să o arunce, să zicem, spre sud. Dacă mingea se apropie de o persoană, se mută direcție inversă, bărbatul ridică mâna și o prinde. În primul caz, succesiunea evenimentelor a fost: 1) persoana ține mingea, 2) persoana aruncă mingea, 3) mingea zboară spre sud. Mișcarea inversată în timp a avut o succesiune diferită de evenimente: 1) mingea zboară spre nord, 2) persoana prinde mingea, 3) persoana ține mingea. Toate acestea amintesc foarte mult de un film, care este mai întâi derulat într-o direcție, apoi în direcția opusă.

Să încercăm să transferăm acest principiu în lumea subatomică Dacă un electron dintr-un atom trece dintr-o stare excitată într-o stare mai puțin excitată, emite un foton de lumină vizibilă, a cărui lungime de undă depinde de diferența de energie dintre cele două stări excitate. a atomului. Același atom poate absorbi sau „prinde” un foton cu exact aceeași lungime de undă, iar electronul va trece de la o stare mai puțin excitată la una mai excitată. Fiecare tip de atom emite fotoni de anumite lungimi de undă (în funcție de energia stărilor sale excitate) și, în condițiile potrivite, absoarbe fotoni cu exact aceleași lungimi de undă.

Totuși, diferența dintre un eveniment direct și unul inversat în timp nu este doar o schimbare a direcției și a secvenței. Prinderea mingii este mai greu decât aruncarea ei. Aruncând mingea, pui în mișcare un obiect imobil și totul depinde doar de tine. Cu timpul tău, poți mai bine să iei mingea, să ținești cu atenție etc. Când prindeți mingea, trebuie să vă ocupați de un obiect în mișcare și nu aveți timp să căscăți. Pe măsură ce mingea se apropie, aceasta trebuie apucată rapid, deoarece mingea va rămâne la îndemână pentru o fracțiune de secundă. În acea fracțiune de secundă, ar trebui să aveți timp să vă extindeți brațul exact în direcția mingii și să o opriți. Dacă ratați, mingea va zbura pe lângă.

Același lucru se întâmplă cu un atom care emite un foton. Un astfel de atom emite un foton într-un timp care, în medie, este de aproximativ 10 -8 sec.În consecință, atomul, ca să spunem așa, își gestionează propriul timp și emite un foton atunci când îi este convenabil.

Pentru a absorbi același foton, un atom are nevoie de 10 -8 sec, care este o consecinţă firească a reversibilităţii evenimentelor. Dar un atom nu poate absorbi un foton fără mari probleme. Fotonul se mișcă cu viteza luminii și nu rămâne lângă atom pe tot intervalul de timp 10 -8 sec. Pentru o astfel de perioadă de timp, un foton de lumină zboară în medie 300 cm. Unii fotoni pot parcurge o distanță mai mare, alții mai puțin. Este clar de ce, de obicei, este foarte greu pentru atomi să prindă fotoni: până la urmă, dimensiunea unui atom este mult mai mică decât această distanță! (În mod similar, jucătorilor de baschet le este greu să prindă mingi care merg prea repede.) Cu toate acestea, întâmplător, un atom poate prinde și absorbi un foton.

Toate cele de mai sus presupun că fotonul nu are dimensiuni intrinseci; deși este de fapt destul de mare. Un foton tipic de lumină vizibilă are o lungime de undă de aproximativ 1/20.000 cm. La această lungime, aproximativ o mie de atomi încap pe rând. Un foton de lumină vizibilă poate fi gândit ca un fel de sferă, al cărei diametru este de o mie de ori mai mare decât diametrul unui atom, iar volumul este de 1.000.000.000 de ori volumul unui atom. În orice moment, un foton de lumină intră în contact cu aproximativ un miliard de atomi, dintre care unul reușește să-l prindă și să-l absoarbă.

Prin urmare, adâncimea la care un foton pătrunde în materie înainte de absorbție nu este de 300 cm,și de un miliard de ori mai puțin, adică 3 10 -7 cm.

La această distanță, nu se potrivesc mai mult de 10-15 atomi la rând. Aceasta înseamnă că un foton de lumină înainte de momentul absorbției pătrunde în substanță nu mai adânc de 10-15 straturi atomice. O grosime de 10-15 atomi este un simplu fleac la solzi obișnuiți, astfel încât majoritatea solidelor, chiar și sub formă de pelicule subțiri, sunt opace la lumină (deși folia de aur poate fi făcută atât de subțire încât devine transparentă).

Cu cât lungimea de undă a luminii este mai mică, cu atât fotonul este mai mic, cu atât mai puțini atomi sunt în contact cu acesta la un moment dat și, prin urmare, cu atât călătorește mai mult prin materie înainte de a fi absorbit. Din acest motiv, lumina ultravioletă pătrunde în pielea umană mai adânc decât lumina vizibila; raze X trece liber prin tesuturi moi corpurile și sunt oprite doar de substanța mai densă a oaselor; razele a? pătrund în materia densă de mulți centimetri. (Desigur, lumina vizibilă parcurge o distanță considerabilă în substanțe precum sticla sau cuarțul, ca să nu mai vorbim de majoritatea lichidelor, dar toate acestea sunt considerații separate.)

Să încercăm acum să folosim toate cele de mai sus în legătură cu neutrini și antineutrini. Să scriem încă o dată reacția de dezintegrare a neutronilor, care are ca rezultat formarea unui proton, a unui electron și a unui antineutrino:

P> p++ e -+ "?.

Să presupunem că, în condiții adecvate, este posibil procesul invers, în care un proton, captând un electron și un antineutrin, devine neutron. Atunci feedback-ul ar arăta astfel:

p++ e -+ "? > P.

Desigur, protonul trebuie să prindă electronul și antineutrinul în același timp, ceea ce reduce foarte mult probabilitatea finalizarea cu succes proces. (Acest lucru este echivalent cu a cere unui jucător de baschet să prindă două mingi în același timp cu o mână, zburând spre el din direcții diferite.)

Pentru a simplifica sarcina, schimbăm ordinea invocării. Orice proces care absoarbe un electron poate fi înlocuit cu un proces care produce un pozitron. (O regulă similară există în algebră: scăderea -1 este aceeași cu adăugarea +1.) Cu alte cuvinte, în loc să absoarbă simultan un electron și un antineutrin, un proton poate absorbi un antineutrin și emite un pozitron:

p++ "? > n + „e+.

Cu această variantă a reacției sunt îndeplinite legile de conservare. Deoarece protonul este înlocuit cu un neutron (ambele cu număr barionic +1) și antineutrinul este înlocuit cu un pozitron (ambele cu număr leptonic -1), legile conservării barionului și a numărului leptonilor sunt valabile.

Rămâne de luat în considerare probabilitatea de absorbție a unui antineutrin de către un proton. Timpul de înjumătățire al neutronilor este de 12,8 min, deși neutronii individuali necesită mai mult sau mai puțin de 12,8 pentru a se descompune min.În consecință, pentru formarea unui neutron atunci când un antineutrin este captat de un proton și este emis un pozitron, o medie de 12,8 min. Cu alte cuvinte, un antineutrin este absorbit de un proton în medie de 12,8 min.

Dar neutrinii călătoresc cu viteza luminii și în 12.8 min parcurge o distanta de 2,3 10 8 km(adică o cale aproximativ egală cu distanța de la Soare la Marte). Este greu de crezut că un antineutrin poate parcurge o distanță atât de mare în materie solidă înainte de a fi absorbit, chiar dacă presupunem că volumul său este egal cu cel al unui foton. Dar, de fapt, antineutrinii sunt mult mai mici decât un atom.

În realitate, situația este mult mai complicată.În cazul fotonilor, absorbția are loc datorită electronilor, care ocupă o mare parte din volumul atomului, iar într-o materie solidă, atomii sunt strâns adiacenți între ei. Antineutrinii sunt absorbiți de protonii aflați în nuclee atomice care ocupă o mică parte dintr-un atom. Un antineutrino, care zboară printr-un solid, se ciocnește foarte rar cu un nucleu minuscul. Pentru doar o sută de milioane din timpul în care un antineutrin se află în interiorul unui atom, este atât de aproape de un proton încât acesta din urmă îl poate capta. Prin urmare, pentru ca un antineutrin să aibă o anumită șansă de a fi prins de un proton, trebuie să parcurgă o cale în materie solidă de o sută de milioane de ori mai lungă decât 230.000.000. km. S-a descoperit că, în medie, un antineutrino trebuie să călătorească aproximativ 3.500 de ani lumină în plumb înainte de a fi absorbit.

Desigur, nicăieri în univers nu există un strat de plumb gros de 3.500 de ani lumină. Universul este format din stele individuale, extrem de slab distribuite în spațiu, iar diametrul oricărei stele este mult mai mic de o milioneme. an lumină. Majoritatea stelelor sunt făcute din materie mult mai puțin densă decât plumbul. Excepția este materia superdensă a unui nucleu stelar relativ mic. (Există și stele superdense în Univers, dar sunt foarte mici - nu mai multe planete.) Dar chiar și părțile superdense ale stelelor nu pot opri antineutrinii. Zburând prin Univers în orice direcție, antineutrinii trec foarte rar printr-o stea și chiar mai rar prin miezul ei superdens. Grosimea totală a materiei stelare prin care trece antineutrino, zburând de la un capăt la altul al universului vizibil, este mult mai mică de un an lumină.

Tot ceea ce s-a spus aici despre antineutrini se aplică, desigur, neutrinilor și, prin urmare, se poate argumenta că neutrinii și antineutrinii practic nu sunt absorbiți. Odată ce au apărut într-un proces subatomic, ele se mișcă pentru totdeauna și nu sunt supuse niciunei modificări și influențe din tot ceea ce le înconjoară. Din când în când, aceștia sunt absorbiți, dar numărul de neutrini absorbiți este neglijabil în comparație cu numărul imens de neutrini deja existenți și nou apăruti. Cunoștințele moderne ne permit să spunem cu încredere că practic toți neutrinii și antineutrinii care au apărut în timpul vieții Universului există până astăzi.

Concluzia de mai sus nu a fost o veste foarte bună. Oricât de mult ar deduce fizicianul necesitatea existenței neutrinilor și a antineutrinilor din legile de conservare, el ar fi cu adevărat fericit doar atunci când ar descoperi cu adevărat particule minuscule prin observație directă. Dar pentru a demonstra existența lor, el trebuie mai întâi să capteze cel puțin o particulă, adică să o facă să interacționeze cu o altă particulă, astfel încât rezultatul acestei interacțiuni să poată fi detectat. Și din moment ce era de fapt imposibil să prindeți neutrini sau antineutrini, a existat o îndoială serioasă cu privire la realitatea existenței lor!

Drept urmare, fizicianul și-a salvat înțelegerea structurii universului, care se dezvoltase de-a lungul a trei secole, insistând asupra existenței a ceva ce trebuia să fie considerat de la sine înțeles. El a dovedit existența neutrinilor pe baza teoriilor sale și și-a salvat teoriile afirmând existența neutrinilor. S-a dovedit " cerc vicios". Au rămas motive de îndoială și incertitudine. A fost extrem de important să se dezvolte o metodă de detectare a neutrinilor sau a antineutrinilor, dacă este posibil.

O breșă în armura aproape impenetrabilă a neutrinului evaziv fusese străpunsă cu cuvântul „mediu”. Am spus că înainte de a fi absorbit, un antineutrino trece, în medie, printr-un strat de plumb solid de 3.500 de ani lumină grosime. Dar doar asta in medie. Unii antineutrini pot lua o cale mai scurtă, alții una mai lungă și doar câțiva vor merge la absorbție fie foarte mică, fie foarte distanta lunga. Prin urmare, este necesar să ne concentrăm asupra fracției infinitezimale de antineutrini care sunt absorbite într-o asemenea grosime de materie (să zicem, câțiva metri) încât să fie ușor de creat în laborator. Pentru ca acest procent infinitezimal să conţină Mai mult antineutrino, este necesar să existe o sursă foarte puternică a acestor particule. O sursă atât de puternică de antineutrini este reactor nuclear. Excesul de neutroni produși în reactor se descompun mai devreme sau mai târziu în protoni, electroni și antineutrini. Când reactorul funcționează la capacitate maximă, se produc în mod continuu un număr mare de antineutrini. În 1953 grupul fizicienilor americani, condus de Clyde Cowan și Frederick Reines, a început experimente privind înregistrarea antineutrinolor. Au folosit un reactor nuclear din Savannah River, Carolina de Sud, ca sursă de particule. Acest reactor a emis aproximativ 10 18 antineutrini în fiecare secundă.

Orez. 7. Detectarea antineutrino.

Pentru o astfel de multitudine de antineutrini, a fost necesar să se creeze o țintă bogată în protoni. Cea mai simplă țintă naturală este apa. Fiecare moleculă de apă este formată din doi atomi de hidrogen, ale căror nuclee sunt protoni, și un atom de oxigen. Cowan și Reines au folosit cinci rezervoare de apă 1.9 m iar latimea 1,4 m. Grosimea rezervoarelor a fost diferită (Fig. 7). Două rezervoare subțiri de 7,6 înălțime cm au fost folosite ca țintă. Alte trei rezervoare înălțime 60 cm a servit drept detector. Tancurile au fost amplasate în următoarea ordine: detector - țintă - detector - țintă - detector. Apa din rezervoarele țintă conținea o cantitate mică de clorură de cadmiu dizolvată. Rezervoarele detectorului conțineau o soluție de scintilator, o substanță care emite o parte din energia primită atunci când absoarbe o particulă subatomică sub forma unei explozii scurte de lumină. Un astfel de „sandviș dublu” de rezervoare a fost amplasat pe calea fluxului antineutrino din reactor. Tot ce a rămas a fost să aștepte. Dacă antineutrini există cu adevărat, la fiecare douăzeci de minute (în medie) unul dintre ei ar trebui să fie absorbit de un proton. Dar tancurile au fost supuse la radiații cosmice continue din spațiul interplanetar, bombardate de particule emise de cantități mici de substanțe radioactive în aer, materiale de construcții, sol. Toată dificultatea a fost să evidențiem absorbția antineutrinilor pe tot acest fundal de evenimente care au avut loc în interiorul rezervoarelor de apă.

La început, „zgomotul” subatomic nedorit a împiedicat detectarea absorbției antineutrino. Treptat, a fost creată o ecranare din ce în ce mai eficientă pentru a scăpa de radiațiile și particulele nedorite. Desigur, nicio ecranare, nicio grosime de metal sau beton nu putea opri antineutrinii, iar în cele din urmă „zgomotul” a scăzut la un nivel care nu mai era ascuns de „șoapta” slabă a antineutrinilor foarte rari capturați accidental de protoni. Dar această șoaptă nu a fost încă identificată.

Când un antineutrin este absorbit de un proton, se formează un neutron și un pozitron - o combinație de particule care este ușor de distins. De îndată ce se formează un pozitron într-unul dintre rezervoarele țintă, acesta interacționează cu un electron în mai puțin de o milioneme dintr-o secundă și sunt produși doi fotoni, fiecare având o energie de 0,51. MeV. Conform legii conservării impulsului, doi fotoni trebuie să se împrăștie în direcții exact opuse: dacă unul dintre ei din rezervorul țintă intră în rezervorul superior al detectorului, atunci celălalt trebuie să cadă în rezervorul detector inferior. În fiecare rezervor de detectare apare un fulger de lumină. Aceste blițuri sunt imediat înregistrate automat de o sută sau mai multe fotomultiplicatoare situate în jurul rezervoarelor de apă.

Dar ce se întâmplă cu neutronul? De obicei, rătăcește printre moleculele de apă (care absorb foarte rar un neutron), ciocnindu-se cu ele până când se descompune spontan după o medie de 12,8 min după apariţia ei. Cu toate acestea, nu are rost să așteptați atât de mult, deoarece dezintegrarea poate apărea cu câteva minute mai devreme sau mai târziu. Aici vine în ajutor clorura de cadmiu din rezervorul țintă. Neutronul rătăcește până când se ciocnește cu un atom de cadmiu, moment în care este absorbit aproape instantaneu. Acest lucru se întâmplă în câteva milioane de secundă după anihilarea pozitronului - perioada este destul de scurtă și totuși suficientă pentru a separa în timp două evenimente: anihilarea pozitronului și absorbția neutronului. Când un neutron este absorbit de un atom de cadmiu, se eliberează energie, care este imediat emisă sub formă de trei sau patru fotoni cu o energie totală de 9. Mev.

Deci, Cowan și Reines au observat următoarea imagine: mai întâi, doi fotoni cu o energie de 0,5 mev fiecare, care au fost înregistrate de doi fotomultiplicatori pe laturile opuse ale rezervoarelor de apă, apoi după câteva milionimi de secundă, producerea simultană a trei fotoni cu o energie de 3 mev fiecare (uneori patru fotoni cu o energie de 2,25 mev fiecare). Nicio altă interacțiune subatomică nu a condus la o astfel de succesiune de evenimente. Și dacă tocmai un astfel de curs de evenimente a fost înregistrat, era rezonabil să concluzionăm că protonul absoarbe antineutrino, prin urmare, antineutrinul există cu adevărat.

Dar apoi un alt gând a apărut în mințile precaute ale experimentatorilor. Dar dacă o astfel de secvență de evenimente este cauzată nu de o interacțiune subatomică, ci de două?

Să presupunem că s-a creat cumva un pozitron și, după câteva milionatimi de secundă, atomul de cadmiu a absorbit neutronul, care exista independent de pozitron. În acest caz, apariția a doi și apoi a trei fotoni ar fi rezultatul nu al unei interacțiuni (antineutrino cu un proton), ci a două interacțiuni complet nelegate. Ce fel de interacțiune au observat Cowan și Reines?

Experimentatorii au rezolvat problema făcând măsurătorile mai întâi cu reactorul în funcțiune și apoi cu acesta oprit. Dacă reactorul este oprit, zgomotul va acționa asupra rezervoarelor, iar bombardarea acestora cu un flux de antineutrini se va opri. (De fapt, există întotdeauna antineutrini în spațiul înconjurător, dar numărul lor este mult mai mic decât numărul de antineutrini din apropierea reactorului în funcțiune.) Prin urmare, atunci când reactorul a fost oprit, vor continua să fie înregistrate coincidențe duble, iar absorbția de antineutrini s-ar opri.

S-a dovedit că, cu reactorul oprit, au fost înregistrate 70 de evenimente pe zi mai puțin decât cu reactorul pornit. Aceasta înseamnă că 70 de antineutrini au fost absorbiți și înregistrati pe zi (unul la douăzeci de minute). Rezultatele experimentului ar putea fi considerate dovezi incontestabile, iar în 1956 s-a raportat că, la douăzeci și cinci de ani după ce Pauli a prezis pentru prima dată existența antineutrinilor, o astfel de particulă a fost în sfârșit înregistrată. Acest eveniment este de obicei denumit „detecție neutrino”, deși a fost detectat un antineutrin. Cu toate acestea, după ce au „prins” antineutrinul, fizicienii cred că existența neutrinilor este dincolo de orice îndoială.

Absorbția fotonilor

Până acum, neutrinul a fost foarte asemănător cu fotonul. La fel ca un foton, un neutrin este neîncărcat, nu are masă și călătorește întotdeauna cu viteza luminii. Ambele particule au spin. Spinul fotonului este +1 sau -1, în timp ce spinul neutrinului este +1/2 sau -1/2 (diferența nu este foarte semnificativă). Cu toate acestea, există o diferență interesantă și chiar surprinzătoare între ele, pe care următorul raționament ne va ajuta să o înțelegem.

Să urmărim două evenimente inversate în timp. Lasă persoana care ține mingea să o arunce, să zicem, spre sud. Dacă mingea se apropie de persoană, mișcându-se în direcția opusă, persoana ridică mâna și o prinde. În primul caz, succesiunea evenimentelor a fost: 1) persoana ține mingea, 2) persoana aruncă mingea, 3) mingea zboară spre sud. Mișcarea inversată în timp a avut o succesiune diferită de evenimente: 1) mingea zboară spre nord, 2) persoana prinde mingea, 3) persoana ține mingea. Toate acestea amintesc foarte mult de un film, care este mai întâi derulat într-o direcție, apoi în direcția opusă.

Să încercăm să transferăm acest principiu în lumea subatomică Dacă un electron dintr-un atom trece dintr-o stare excitată într-o stare mai puțin excitată, emite un foton de lumină vizibilă, a cărui lungime de undă depinde de diferența de energie dintre cele două stări excitate. a atomului. Același atom poate absorbi sau „prinde” un foton cu exact aceeași lungime de undă, iar electronul va trece de la o stare mai puțin excitată la una mai excitată. Fiecare tip de atom emite fotoni de anumite lungimi de undă (în funcție de energia stărilor sale excitate) și, în condițiile potrivite, absoarbe fotoni cu exact aceleași lungimi de undă.

Totuși, diferența dintre un eveniment direct și unul inversat în timp nu este doar o schimbare a direcției și a secvenței. Prinderea mingii este mai greu decât aruncarea ei. Aruncând mingea, pui în mișcare un obiect imobil și totul depinde doar de tine. Cu timpul tău, poți mai bine să iei mingea, să ținești cu atenție etc. Când prindeți mingea, trebuie să vă ocupați de un obiect în mișcare și nu aveți timp să căscăți. Pe măsură ce mingea se apropie, aceasta trebuie apucată rapid, deoarece mingea va rămâne la îndemână pentru o fracțiune de secundă. În acea fracțiune de secundă, ar trebui să aveți timp să vă extindeți brațul exact în direcția mingii și să o opriți. Dacă ratați, mingea va zbura pe lângă.

Același lucru se întâmplă cu un atom care emite un foton. Un astfel de atom emite un foton într-un timp care, în medie, este de aproximativ 10 -8 sec.În consecință, atomul, ca să spunem așa, își gestionează propriul timp și emite un foton atunci când îi este convenabil.

Pentru a absorbi același foton, un atom are nevoie de 10 -8 sec, care este o consecinţă firească a reversibilităţii evenimentelor. Dar un atom nu poate absorbi un foton fără mari probleme. Fotonul se mișcă cu viteza luminii și nu rămâne lângă atom pe tot intervalul de timp 10 -8 sec. Pentru o astfel de perioadă de timp, un foton de lumină zboară în medie 300 cm. Unii fotoni pot parcurge o distanță mai mare, alții mai puțin. Este clar de ce, de obicei, este foarte greu pentru atomi să prindă fotoni: până la urmă, dimensiunea unui atom este mult mai mică decât această distanță! (În mod similar, jucătorilor de baschet le este greu să prindă mingi care merg prea repede.) Cu toate acestea, întâmplător, un atom poate prinde și absorbi un foton.

Toate cele de mai sus presupun că fotonul nu are dimensiuni intrinseci; deși este de fapt destul de mare. Un foton tipic de lumină vizibilă are o lungime de undă de aproximativ 1/20.000 cm. La această lungime, aproximativ o mie de atomi încap pe rând. Un foton de lumină vizibilă poate fi gândit ca un fel de sferă, al cărei diametru este de o mie de ori mai mare decât diametrul unui atom, iar volumul este de 1.000.000.000 de ori volumul unui atom. În orice moment, un foton de lumină intră în contact cu aproximativ un miliard de atomi, dintre care unul reușește să-l prindă și să-l absoarbă.

Prin urmare, adâncimea la care un foton pătrunde în materie înainte de absorbție nu este de 300 cm,și de un miliard de ori mai puțin, adică 3 10 -7 cm.

La această distanță, nu se potrivesc mai mult de 10-15 atomi la rând. Aceasta înseamnă că un foton de lumină înainte de momentul absorbției pătrunde în substanță nu mai adânc de 10-15 straturi atomice. O grosime de 10-15 atomi este un simplu fleac la solzi obișnuiți, astfel încât majoritatea solidelor, chiar și sub formă de pelicule subțiri, sunt opace la lumină (deși folia de aur poate fi făcută atât de subțire încât devine transparentă).

Cu cât lungimea de undă a luminii este mai mică, cu atât fotonul este mai mic, cu atât mai puțini atomi sunt în contact cu acesta la un moment dat și, prin urmare, cu atât călătorește mai mult prin materie înainte de a fi absorbit. Din acest motiv, lumina ultravioletă pătrunde în pielea umană mai adânc decât lumina vizibilă; razele X trec liber prin țesuturile moi ale corpului și sunt oprite doar de substanța osoasă mai densă; razele a? pătrund în materia densă de mulți centimetri. (Desigur, lumina vizibilă parcurge o distanță considerabilă în substanțe precum sticla sau cuarțul, ca să nu mai vorbim de majoritatea lichidelor, dar toate acestea sunt considerații separate.)