Бстатрокньш режим ускорения применяется также па нобольтпих синхротронах для предварит, ускорения частиц до релятивистских энергий.
Благодаря простоте конструкции, дешевизне и удобству пользования Б. получили особенно широкое применение в прикладных целях в диапазоне энергий 20≈ 50 МэВ. Используется либо непосредственно пучок ус-коронных электронов, либо вызываемое им при попадании на лтишеиь тормозное излучение. Преимущества
В
макс
Рис, 2.
мнгшттиоги поли. в бсугитг.мшгч fit's подматичниани м (a) tr с подашгки-(п). В≈
поле; -е UG-
нитног Вс
ияутри орбиты ; _Ы0≈ш icToH 11-нан состашшю-
щам уттрголшшце-. го поли; tu и t..≈
Л 1\\.
начальный и конечный моменты цикла
Б, перед др, источниками у-излучения ≈ простота об-ратдения с ним, иозможность плавней регулировки энергии, очень малые размеры источника излучения, В иром-сти Б, используются гл. обр. для радиан,, дефектоскопии материалов иизлолни и в скоростной рентгенографии (при исследовании быстро пропекающих процессов внутри закрытых объ╦мов), в медицине ≈ для радиац. терапии.
Разработаны разл. модификации Г>.: двухкамерные (стерообетатронм), дающие два луча, пересекающиеся в заданном место вне Б.; с постоянным во времени магн. полем (типа магн. поля в секторных фазотронах и циклотронах], лреимутцостиом к-рмх является существ, увеличение времени захвата в режим ускорения. Для повышения интенсивности ускоренного пучка в П. предлагались также более эффективные методы фокусировки (жесткая фокусировка, фокусировка продольным магн. полем, газовая фокусировка и др.).
Лит.: К о р с т Д. У., Бетатрон, пор. с англ., «УФК», 19Н, i. 2(3, г. 1Н1; Ананьев Л. М.. Воробьев А, А., Г о р б у н и и Б. И., Индукционный ускоритель электронов ≈ бетатрон, М., ШН; Колоколе к и и А. А., Физические осноиы [УЮТОДПЛ ускорения заряженных частиц, М., 1981); М о с-к я л е п В. А., Бетатроны, М., 1981. Э. Л. Вурштейп. БЕТАТРОШШЕ УСЛОВИЕ (условие Видсроо) ≈ условие постоянства радиуса равновесной орбиты в бетатроне, заключающееся в том, что скорость изменения ср. магн. поля, пронизывающего орбиту, должна быть вдвое больше скорости изменения ведущего магн. поля на орбите (см. Нетатрон).
БЕТАТРОННЫЕ КОЛЕБАНИЯ ≈ колебания заряж. частиц в циклических ускорителях относительно мгновенных или равновесных орбит. В ускорителе с плоской мгновенной орбитой различают аксиальные (вертикальные) Б, к., перпендикулярные плоскости орбиты, и радиальные Л. к,≈ в плоскости орбиты. Б. к. к отсутствие возмущающих сил, обусловленные только отклонениями нач. поперечных координат и скоростей частиц, над. свободны м и, а колебания, обусловленные возмущающими силами,≈ вынужденными. См. Фокусировка частиц в ускорителе.
Э. Л.
БЕТАТРОШ1ЫЙ РЕЖИМ УСКОРЕНИЯ ≈ режим ускорения в циклических ускорителях^ при к-ром прирост энергии частиц происходит ;*а сч╦т ;>дс индукции, создаваемой пронизывающим орбиту переменным во времени маги, потоком (см. Петатрон}.
БЕТА-ФУНКЦИЯ в к в а н т о н о if т о о р л п гг о-л я ≈ определяет поведение эффективной коггетанты
снняи (или инвариантного наряда.} g в згшигимости от квадрата переданного 4-пмпульса Q*. П.-ф. стоит в правой част» дифферопц. ур-ния ренормалихационной vpyn-лш, к-рое в простейшей, безмассовой квантовополевод модели с одной константой связи g имеет вид:
Oil (х)
д 1и х
где x=Q-/p?, ц - ∙∙ параметр размерности лтассы, возникающий при перенормировке теории (используется система едишщ, н к-рой л≈с=1). В атом случае П.-ф. оказывается ф-циен лишь одного аргумента, p(g). При уч╦те масс частиц Li.-ф, зависит такжсм>т соответствующих этим массам безразмерных аргументе». В ренорм* групповом формализме для моделей квантовой теории ноля (КТП) с неск. константами связи ^^, ,.., #fe возникает неск. Б.-ф,, по одной на кал;дый ;)фф('ктин11ми заряд g(. Такие П.-ф. злнисят от нескольких ларядо-ных аргументов и входят в правые части системы нелинейных дпфферопц. ур-ний первого порядка для
£i, --∙- 8k-
Знание беямассовой Б.-ф. р{#) 13 принципо позволяет решить задачу определения асиммтотич. ультрафиолетового (т. о. на малых расстояниях) поведения эффективного заряда ит как следствие, осн. характеристик (Грина функций, нек-рых матричных элсмс'нтон) данной модели КТП. Однако, как правило, Б.-ф. вычисляется с помощью переформированной теории возмущений в виде степенного разложения по g и поэтому инньстна лишь при достаточно малых значениях g. Этого оказывается достаточно для над╦жного определения УФ-асимптотики лишь для случая.рОгХО (случай асимптотической свободы), ко!'д«1 "Ри Q*-+<x> нннариантпый заряд стремится к пулю, как
) ^const/In Q".
,11ит. см. при ст. Репормалшациоиипя группа.
Д. В. Ширков. БЕТА-ЧАСТИЦЫ (р-частицы) ≈ элоктролы н 1ю^ит-
роны, испускаемые при бета-распаде ядер и свободного нейтрона. Электроны испускаются при превращении внутриядерного или свободного нейтрона н в протон
р: n≈>*p+vft позитроны ≈ при превращении внутриядерного ∙протона в нейтрон: р≈э-n+v. Здесь ve и ve ≈ электронные антинейтрино и нейтрино. Спины электронов ориентированы преимущественно против направления нылста из ядра, спины позитронов ≈ по направлению вылета.
БЕТЕ ≈ СОЛПИТЕРА УРАВНЕНИЕ ≈ релятивисте-кос соотношение для двухчастичной Грина функции
D (x^ х2\ х^ х2) системы двух частиц (или полей):
D
D
\
(*)
з:
2,
≈ пачалтлше и конечные четыр╦хмерные частиц). Сформулировано X. Л. Гете и Э. Э. Солпитером (Е. Е. Salpeter) в
координаты (Н. A. Bctlio)
1951 для описания связанных состоянии системы частиц 1 и 2, к-рым отвечают полюсы ф-ции-Z? [в этом случае в ур-пии (*) отсутствует неоднородный член D, не содержащий этих полюсов], и опирается на инвариантную теорию возмущений в форме Фейимана диаграмм. Б,-≈С. у. связывает полную ф-цию Грина двух
частиц D(x-l, #2; ±i, ?'z), понимаемую как сумма всех диаграмм Фейнмана (рис. 1, левая часть), с определ╦н-
")
}
