1150 <strong>Lösungen</strong> <strong>zu</strong> <strong>den</strong> <strong>Aufgaben</strong>ungela<strong>den</strong>? Langsame ungela<strong>den</strong>e Teilchen geben ihre Energiegrößtenteils ab, wenn sie ein auderes Teilchen innerhalbseines geometrischen Querschnitts treffen. Dieser ist unabhängigvon der Energie. So entsteht das übliche e-ocx-Absorptionsgesetz.Gela<strong>den</strong>e langsame Teilchen laufen sich ebenfallsin einem Stoß praktisch tot. Ein Stoß erfolgt dann,wenn sich die Partner so nahekommen, daß Wpot ;(; Wkinwird, d. h. e2 / ( 4m>or) ;c; W. Der Stoßquerschnitt ista"' w-2. Die Stoßfrequenz ist v = nav, und mitV"' w 1 1 2 entsteht die Abhängigkeit T = 1/v = W 3 1 2 . Sehrschnelle Teilchen ändern ihr v bei der Wechselwirkungnur wenig. Die Dauer des Stoßaktes und damit die Impulsübertragungist proportional v-1 "' w-112 , unabhängig vomStoßmechanismus (nichtrelativistische Teilchen). Damit ergibtsich nach Aufgabe 13.3.5 die Zeit zwischen zwei IonisierungsaktenT "' W, was mit T = 1 j ( nav), also a "' w- 1 1 2<strong>zu</strong> deuten ist.13.3.14. Bremsen Kerne auch?Auf ein schweres gela<strong>den</strong>es Teilchen wird zwar der gleicheImpuls /!,.p = Ze 2 I ( 2m:;oav) übertragen wie auf ein Elektron,aber die Energieübertragung 1'1 W = !'1p 2 /(2m) ist bei Protonenum <strong>den</strong> Faktor 1 840 kleiner, bei schwereren Kernen sogaretwa um <strong>den</strong> Faktor 4 000. Der Energieverlust durch Stößemit Kernen ist also <strong>zu</strong> vernachlässigen. Dies gilt unterVernachlässigung der direkten Kernstöße (Stoßquerschnitt:::::! geometrischer Kernquerschnitt), die erst bei hochrelativistischenEnergien wesentlich wer<strong>den</strong>, wo der Bethe-BohrQuerschnitt bis in diese Größenordnung abgefallen ist.13.3.15. MaterialabhängigkeitFür ein gegebenes ionisierendes Teilchen steckt der Einflußder Bremssubstanz auf die Reichweite nach (13.27) in demFaktor nZ 1 , die Ionisierungsdichte, die gleich I- 1 dW jdx ist,hängt außerdem noch von der mittleren Ionisierungsenergie Iab. Da nZ' etwa proportional der Dichte ist (es kommen jaimmer etwa zwei Nukleonen auf ein Elektron), sollte dieReichweite, in g/cm 2 ausgedrückt, sogar unabhängig vonder Bremssubstanz sein. Daß sie das nicht ganz ist, liegtam In-Glied von (13.25), das in (13.27) vernachlässigt wurde.Bei höherer Energie macht dies Glied weniger aus, unddie Regel, daß jede Substanz entsprechend ihrer Dichte abschirmt,gilt ganz gut. Für fY.-Teilchen liegt der Bereich, wodas In-Glied wesentlich ist, gerade in der interessanten Gegendvon einigen MeV. Die Ionisierungsdichte geht bei gegebenemionisieren<strong>den</strong> Teilchen etwa wie nZ' /(WI). Fürkleinere Energien, wo der In wesentlich wird, erfolgt ein Maximum,dann ein steiler "Haken" (Abb.13.34). Das Maximumliegt bei W = eMI / ( 4m), seine Höhe ist proportionalnZZ' jP. Bei gegebener Bremssubstanz liegen also die Maximafür p, e, f1- etwa gleichhoch, das für ry_ doppelt so hoch.Im relativistischen Bereich nimmt die Ionisierungsdichte einenpraktisch W-unabhängigen Minimalwert an, der sich aus(13.25) ergibt, wenn man W :::::! Mc2 setzt. Das Verhältniszwischen Maximal- und Minimalionisierung ist ungefähr4mc 2 / lln(2mc 2 /I), d. h. für Luft, Wasser usw. etwa 5 000,für schwere Elemente größer. Kenntnis der Dichte und dermittleren Ionisierungsenergie (die sich aus dem Bohr-Modellschätzen läßt) genügen, um diese und viele andere Folgerungenaus (13.25) <strong>zu</strong> ziehen.13.3.16. Abschirmung13.3.17. DosisleistungSiehe Lösung 13.3.6.13.3.18. Theorie der NebelkammerDie Bedingungen für Tröpfchenbildung in übersättigtemDampf und Blasenbildung in überhitzter Flüssigkeit sind ungefährdieselben: Da jedes Tröpfchen oder Bläschen ganzklein anfangen muß, wenn keine mechanischen Ansatzpunkteda sind, ist als Energiedifferenz zwischen <strong>den</strong> bei<strong>den</strong>konkurrieren<strong>den</strong> Phasen nicht die volle Kon<strong>den</strong>sationsenergieein<strong>zu</strong>setzen, sondern sie muß um eine erhebliche Oberflächenenergiereduziertwer<strong>den</strong> (thermodynamisch richtigermüßte man statt Energie immer Enthalpie sagen). Phasengleichgewichtherrscht, wenn die freien Enthalpien (GibbsPotentiale) gleich sind, d. h. wenn T = (Hn - Hg)/(Sn- Sg). In der H-Differenz ist dabei für die TröpfchenoderBläschen-Nukleation die OberflächenenergieNolumen4Jrr 2 a / (17rr 3 ) = 3a / r und, wenn Ionen vorhan<strong>den</strong> sind,auch eine evtl. Coulomb-Energie mit<strong>zu</strong>berücksichtigen.Die Verschiebung 1'1T der effektiven Kon<strong>den</strong>sationstemperaturgegenüber dem Normalwert T ergibt sich dann, wenn manannimmt, daß die spezifische Entropie nicht von der Tröpfchengrößeabhängt, einfach <strong>zu</strong> 1'1T jT = 1'1H / (Hfl -Hg). ImNenner steht die übliche spezifische Kon<strong>den</strong>sationsenthalpie,im Zähler die spezifischen Oberflächen- und Coulomb-Energien.Die Rechnung wurde in Aufgabe 6.5.1durchgeführt. Bei einer Elementarladung im Tröpfchen ist1'1H maximal etwa 160 J/cm 3 , man muß also um mindestensetwa 25° unterkühlen, damit sich aus gesättigtem Dampf Nebelspuren um die Bahn des ionisieren<strong>den</strong> Teilchens bil<strong>den</strong>.Nach der Adiabatengleichung rv- 1 = const erfordert daseine schnelle Expansion um etwa 20 %.13.3.19. i\ W, W-Detektor-TeleskopProtonen und a-Teilchen mit <strong>den</strong> für Kernreaktionen typischenEnergien von etwa lOMeV bleiben nach Abb.13.35in einigen mm Halbleiterschicht stecken, wer<strong>den</strong> aber voneinigen J.lm nur schwach gebremst. Für Elektronen geltenviel höhere Dicken. Da die Energieabhängigkeit der Reichweitesehr steil läuft, gelten diese Werte nur in einem ziemlichengen W-Bereich. Die hyperbelähnliche 1'1W(W)-Kurveist nichts weiter als ein Bild der Bethe-Kurve, nach der derEnergieverlust im wesentlichen proportional w- 1 ist. Dieeinzelnen Teilchensorten unterschei<strong>den</strong> sich durch <strong>den</strong> FaktorZ2 M vor dem w- 1 , liefern also um so enger an die WAchse geschmiegte Hyperbeln, je kleinerZ und M sind. Zusätzlichliefert das Detektor-Teleskop noch Aufschluß überdie Einfallsrichtung des Teilchens.13.3.20. Zyklotron-ModellDas B-Feld wird repräsentiert durch die Rillen, die die Teilchenin die Kreisbahn zwingen, das beschleunigende E-Felddurch die schiefe Ebene zwischen <strong>den</strong> D's. Wenn diese Ebene
Kapitel13: <strong>Lösungen</strong> 1151ihren Neigungssinn mit der Periode T ändert, müssen Rillenradiusund Kugelgeschwindigkeit so eingerichtet sein, daßein halber Umlauf T 12 dauert: für die n-te Halbrille mußgelten rn = Tvnl2. Dann wird die Kugel, wenn sie in derrichtigen Phase eingesetzt wird, bei jedem Halbumlauf beschleunigt,und zwar gewinnt sie dabei jedesmal die Energiemgh, wenn h die maximale Höhendifferenz der D's ist. Bis<strong>zu</strong>m n-ten Rillenhalbumgang ist die Kugel n-mal beschleunigtwor<strong>den</strong> und hat die Energie nmgh und die GeschwindigkeitVn = J2ngh. Der n-te Halbkreis muß also <strong>den</strong> Radiusrn = T,j2nghl(2rr) haben. Die Rillen folgen nach außen<strong>zu</strong> immer enger aufeinander. Für Konstrukteure: Gesamtbrettradiusz. B. 60 cm, Kugeldurchmesser 0,8 cm, Rillenbreite0,6 cm, 8 Halbrillen von 20,8 bis 58,7 cm Radius,Übergangsbrett 5 cm breit, maximal 45° schief, T = 8 s.Nachrechnen, ausprobieren! Ohne Rille, mit Spiralfeder: ElastischeBindung ans Zentrum, Zentripetalkraft k(r- r 0 ),wobei ro Ruhelänge der Feder. Kreisbahn beimv 2 Ir= k(r- ro), also für kleine r ebenfalls rn ~ n 1 1 2 •Beim echten Zyklotron ist wegen mv 2 Ir= evB für <strong>den</strong> nten Umlauf eB = Jm2Wonlr, d. h. rn = Jn2mWol(eB),die Bahnhalbkreise sind also ebenso abgestuft wie beim Modell,nicht äquidistant, wie man sie gewöhnlich zeichnet.13.3.21. LinearbeschleunigerDas n-te Rohr habe die Länge ln und werde in der Zeittn = lnlvn durchflogen. Diese Zeit muß immer gleich derWechselspannungsperiode T sein. In jedem Rohrzwischenraumgewinnen die Teilchen die Energie Wo = eU, habenalso im n-ten Rohr Wn = n Wo, falls sie schon mit Wo inserste ein eschossen wur<strong>den</strong>. Es folgt Vn = J2nWolm undln = T2nWolm: Die Rohrlängen müssen wie die Wurzelaus n <strong>zu</strong>nehmen. Bei großer Gesamtrohrzahl N ist die Längedes ganzen Beschleunigers L = 'Lf ln ;::; Jt' ln dn = ~ N 3 1 2 z1 .Bei bekannten L und WN ergeben sich natürlich aus <strong>den</strong> bei<strong>den</strong>Beziehungen WN = NW0, L = ~l 1 N3 1 2 die drei Unbekannten/1, N, Wo nicht eindeutig, aber es ist plausibel,daß /1 nicht kleiner als 1 cm ist. Dann muß in StanfordWo:::: 7MeV, N:::: 6 · 10 3 sein, das letzte Rohr wäre knapp1m lang. Der "kleine" CE&.~-Protonen-Linearbeschleunigerhat WN =50 MeV, L =30m, N = 111. Man erhältWo= 450keV, /1 = 3,85 cm, IN= 40,6cm.13.3.22. Teures SynchrotronUns interessiert der relativistische Bereich, wo W ;::; pc ist.Dann geht die Kreisbahnbedingung mv 2 Ir = evB oderplr = eB über in W = ecrB. So großräumige Magnetfeldersind nicht viel größer als 1 T, also rlm;::; 3W/GeV. Tatsächlichhaben Berkeley und Genf 30 Ge V-Anlagen mitr = 100m, Serpuchow hat 76 Ge V mit r = 250m. 1 Te V erfordertr = 3 km. Der Äquatorring würde W;::; 2 · 10 15 eVliefern.13.3.23. SynchrozyklotronBei 750MeV hat das Proton die 1,7fache Ruhmasse. DieUmlauf-Kreisfrequenz, die bei kleiner Energie w = eBImo = 1,7 · 10 8 s- 1 beträgt, muß bei Maximalenergie auf108 s - 1 absinken. Man braucht 250 000 Schritte von 5 ke V,also 125 000 volle Umläufe bis dahin. Sie dauern etwa5 ms (Mittelwert der bei<strong>den</strong> Frequenzen). Der Magnetmuß mindestens r = W I ( ecB) ;::; 1,5 m Radius haben (inWirklichkeit etwa doppelt so groß). Die Teilchen laufen annähernd1 000 km.13.4.1. Vorspiel auf dem TheaterDer Inhalt der Diskussion ist ungefähr i<strong>den</strong>tisch mitAbschn. 13.4. Auftretende Ähnlichkeiten sind nicht ganz <strong>zu</strong>fällig:Monopetras = Einstein, Orothermos = Heisenberg,Okoun-Andros =Gell-Mann (okoun ist eines der Flickwörter,die Prof. Unrat mit "traun fürwahr" <strong>zu</strong> übersetzen pflegte;Süddeutsche dürften "gell" sagen); Trochites = Wheeler; Polyhistor=ungewöhnlich belesener Reporter; Demokrit, Aristoteles,Aristophanes spielen sich selbst (echtes DemokritZitat); Alexander, Achill, Nymphen Füllfiguren.13.4.2. Vorspiel im HimmelMephistopheles kommt mit der feinsten Höllenbratenzange.Alle beugen sich über eine Luke im Himmelsfußbo<strong>den</strong>.Meph. (reißt blitzschnell die Zange hoch und steckt sich etwasin die Schwanzquaste): Voila! You see! Wot! Ecco! Heureka!(Die anderen starren immer noch nach unten.)Mich.: Das Feld!Meph.: Was fällt? Erzählt das euren Ammen!Max.: Die Ladung. Depp! Denn die ist nicht mehr da, undweil sie weg ist, bricht ihr Feld <strong>zu</strong>sammen ...Her.: Ja, doch nicht überall <strong>zu</strong>r gleichen Zeit! Ganz innen ist'sschon weg, drumrum noch nicht, die Grenze zwischen Nichtsund Feld, soweit wie sie halt laufen kann, schnell wie dasLicht .. .Max.: ... ja, da, wo sie vorbeisaust, gibt's E, darum schlingtsich ein H, et cetera.Her.: Seht Ihr's, Herr Junker? Wer was klaut, der funkt derUntat Kunde in <strong>den</strong> Äther, Da! Die Kunde ist ein Photon, oderzwei. Und des gestohl'nen Teilchens Energie, die steckt in<strong>den</strong> Photonen.Der Herr: Ja, vorbei ist's mit der blin<strong>den</strong>, wüten<strong>den</strong> Maniedes Nur-Vernichtens. Alles ist Verwandlung. Nichts ist verloren,nichts umsonst getan. Was dich betrifft, so weiß ich 'neBehandlung: Geh heim ins Bett und sauf dir einen an.Meph.: Ja, Ihr habt recht. Est veritas in vino. Das nächste Malklau ich bloß ein Neutrino.13.4.3. Eddingtons SpekulationWenn man N Teilchen regellos über einen Raum der AbmessungR verstreut, ist die Standardabweichung der Lage ihresSchwerpunkts nach Poisson Rl ..jN (vgl. Abschn. 1.1.7, Aufgabe13.2.6, auch Aufgabe 14.6.2). Im Binstein-Weltall(Dichte 10-29 glcm 3 ) ist R ;::; GMic 2 ;::; 10 10 Lichtjahre;::; 10 26 m. Die gesuchte Masse ist m = plc = VNhl(cR);::; 2 · 10-28 kg, d. h. etwa die Pion- oder Myon-Masse. DieseÜbereinstimmung kommt daher, daß R I ..jN sich als etwagleich dem Yukawa-Radius ergibt. Damit reduziert sichdas Wunder auf das in Aufgabe 13.4.4 diskutierte.
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