Иванов В.Е. Прохождение электронных и протонно-водородных пучков в атмосфере Земли. Апатиты, 2001.

Несмотря на важность и хорошее качество указанных выше экспериментов, они обладают одним существенным недостатком. Минимальная начальная энергия электронов слишком высока для того, чтобы в процессе переноса проявился достаточно заметно дискретный характер потерь энергии и рассеяния электронов. Этого недостатка лишен лабораторный эксперимент, описанный в работе /86/. В нем измерялось пространственное распределение выделившейся энергии потока электронов при прохождении через молекулярный азот. Диапазон начальных энергий варьировался от 300 эВ до 5 кэВ. Наиболее интересным и важным результатом этой работы является то, что величина экстраполированной длины пробега при начальных энергиях электронов, меньших 3 кэВ, заметно превышает экстраполированные длины пробегов, рассчитанные на основе выражения, полученного в /168/. Еще одна работа, на которой необходимо остановиться, это эксперимент, описанный в работах /166,167/. В нем был измерен коэффициент обратного рассеяния потоков электронов с начальными энергиями от 100 эВ до 5 кэВ. В качестве поглотителя использовался воздух и молекулярный азот. Коэффициент обратного рассеяния определялся из отношения степени ионизации, обусловленной обратно рассеянными электронами, к общей ионизации, вызванной потоком электронов. Таким образом, к основным характеристикам переноса электронов в газовых средах, получаемых экспериментальным путем в лабораторных условиях, относятся распределение поверхностной яркости свечения ионизованого газа и величина альбедо- ионизации. Эти характеристики являются единственными, которые можно использовать в качестве прямого критерия для экспериментальной проверки результатов теоретического рассмотрения переноса электронов в газовых средах. Поместим в светящееся облако газа декартову систему координат с началом в точке инжекции электронов и осью Z, направленной вдоль первичного направления движения частиц. Установим связь между объемной яркостью излучения Jx(x,y,z), поверхностной яркостью части слоя, локализованной на расстоянии у от оси Z, Bx(y,z) и поверхностной яркостью единичного слоя в целом, B^(z): в \{ у -2) = \j\{ x< y -z )d x ,B x (z)= J Bx ( y , z ) d y . (4.29) Сравним результаты расчетов величины Bx(z), полученные на основе разработанного алгоритма, с экспериментальными данными, полученными в работе /86/. На рис.4.6 приведены результаты расчетов Bx{z) для двух начальных энергий. В разделе 2.4. было сказано, что сечение углового рассеяния при неупругих столкновениях в нашей модели является подбираемым параметром. Как видно из рисунка, неучет рассеяния (кривая 1) приводит к сдвигу Bk(z) на большие глубины, тогда как его учет по формулам дифференциального сечения упругого рассеяния смещает Bx(z) (кривая 2) на заметно меньшие глубины. Гистограмма на рис.4.6 отражает результаты расчета при включении углового рассеяния в случае неупругих столкновений, согласно формуле (4.21), при f(E), представленной в виде: / ( е ) = 0АЗЕ\ п 2(0ЛЕ), (4.30) Видно, что такой учет дает удовлетворительное согласие рассчитанных и экспериментальных величин как на низких, так и на высоких энергиях. Альбедо-характеристики являются наиболее чувствительными к процессам углового рассеяния. Рассчитанная величина альбедо-ионизации Т(Е) с учетом f(E) по формуле (4.30) демонстрирует хорошее согласие с экспериментальными данными Глава 4. Моделирование прохождения электронных и протонно-водородных пучков в газовых средах методом Монте-Карло 104